Resonancias Fano duales de alto Q mediante estados ligados en el continuo duales en lámina nanohueca planar

Resumen

En fotónica, es esencial lograr resonancias de alto factor de calidad (Q) para mejorar rendimiento de dispositivos ópticos. Aquí demostramos que resonancias Fano duales de alto factor Q pueden lograrse usando una lámina nanohueca planar (PNS) basada en excitación de estados ligados en el continuo (BICs) duales. Al contraer o expandir los huecos tetramerizados de la superred de la PNS, dos BICs protegidos por simetría pueden inducirse a resonancias Fano duales y sus ubicaciones así como sus factores Q pueden sintonizarse flexiblemente. Los mecanismos físicos para las resonancias Fano duales pueden interpretarse como acoplamientos resonantes entre dipolos toroidales eléctricos o magnéticos basados en descomposiciones multipolares de campo lejano y distribuciones de campo cercano de la superred. Las resonancias Fano duales de la PNS poseen característica independiente de polarización, y sobreviven incluso cuando los parámetros geométricos de la PNS son alterados significativamente, haciéndolas más adecuadas para aplicaciones potenciales.

Introducción

Mejorar la interacción entre luz y materia, significativo para mejorar rendimientos de dispositivos ópticos, puede realizarse usando respuestas de alto factor de calidad (Q) [1]. Resonancia Fano, caracterizada por forma de línea asimétrica y perfil espectral agudo, proporciona enfoque efectivo para lograr alto factor Q en metamateriales ópticos y ha recibido gran atención [2]. En la última década, resonancia Fano reportada en muchos sistemas osciladores nanoescala habilitados por nanoestructuras plasmónicas [3, 4], donde resonancia Fano excitada por resonancia plasma superficial en interfaz metal-dieléctrico. Aunque metamateriales plasmónicos son candidatos prometedores para manipulación luz, resonancia Fano en metamateriales plasmónicos típicamente sufre bajo factor Q en regiones espectrales visible a infrarrojo cercano (NIR) debido a pérdidas óhmicas inherentes en metal.

Por otro lado, metamateriales totalmente dieléctricos proporcionan resonancias tipo Mie fuertes con corrientes de desplazamiento inducidas similares a metamateriales plasmónicos, pero presentan pérdidas disipativas menores en rango visible a NIR [5]. La energía de la luz incidente puede localizarse altamente en nanoestructuras dieléctricas debido a excitación de resonancias dipolares eléctricas y/o magnéticas, reduciendo pérdidas disipativas y logrando gran realce resonante tanto de campos eléctricos como magnéticos. En años recientes, estados ligados en el continuo (BICs) han emergido como esquema más prometedor para lograr respuestas de alto factor Q en metamateriales totalmente dieléctricos [6, 7]. Los BICs residen dentro del espectro continuo de estados extendidos pero contrariamente permanecen perfectamente localizados en espacio con vida teóricamente infinita [8, 9]. Aunque BICs no son observables desde espectro continuo debido a propiedad no radiativa, resonancias Fano de alto factor Q pueden lograrse cuando BICs se transforman en cuasi-BICs (QBICs) [10, 11], aplicaciones potenciales incluyen láser direccional [12], filtros ópticos [13], conversión frecuencia no lineal [14], sensores ultra-sensibles [15, 16] y haces vórtice ópticos [17].

Generalmente, formación BICs fuertemente relacionada con simetrías (en plano y simetría vertical) de estructura fotónica debido a su naturaleza interferencial. Más específicamente, BICs pueden perturbarse vía incidencia oblicua o nanoestructuras con simetría rota, y QBICs pueden realizarse al abrirse canal radiación entre autoestados y espacio libre [18, 19]. Sin embargo, la mayoría de nanoestructuras dieléctricas usadas para excitar QBICs con alto factor Q son complicadas, como nanocruces asimétricas [20], nanoanillos asimétricos [21], nanobarras asimétricas [22-24] y nanovarillas asimétricas [25-28], desafiantes en fabricación por requerimiento insertar rendijas sublongitud onda profunda [20-24] o nanohuecos [25-28] en estructuras fotónicas. Otras nanoestructuras como barras rectangulares remodeladas [29, 30] tienen bordes agudos aumentados, dificultando fabricación precisa mediante técnicas litográficas convencionales, reduciendo factor Q y vida resonancia dispositivos por apertura canales fuga adicionales [31, 32]. Además, nanobarras inclinadas [33, 34], otro tipo estructuras, tienen dificultades control preciso orientación nanobarras con espacios sublongitud onda profunda entre resonadores mantenidos en nanofabricación. En aplicaciones, es significativo realizar BICs y resonancias Fano alto factor Q usando metamateriales totalmente dieléctricos con arquitecturas comparativamente simples como láminas planares nanoestructuradas [35-38]. Además, resonancias Fano múltiples muy útiles en aplicaciones como realce generación armónica multibanda [39], sensado multicanal [40] y emisión luz [41]. Por tanto, hay beneficio significativo lograr resonancias Fano múltiples alto factor Q usando arquitectura comparativamente simple basada en excitación QBICs.

En este trabajo, se propone novedosa lámina nanohueca planar (PNS) consistente en huecos tetramerizados para lograr resonancias Fano duales alto factor Q. Al contraer o expandir huecos tetramerizados de la PNS a lo largo de diagonales de la superred, dos QBICs son excitados y las ubicaciones de las dos resonancias Fano así como sus factores Q pueden sintonizarse flexiblemente. Descomposiciones multipolares campo lejano y distribuciones campo cercano de la superred realizadas para revelar características resonantes PNS, indicando que resonancias Fano duales resultan de acoplamientos resonantes entre dipolos toroidales eléctricos o magnéticos. Las resonancias Fano duales de la PNS poseen característica independiente de polarización, y pueden sobrevivir incluso cuando parámetros geométricos PNS alterados significativamente, haciéndola más adecuada para aplicaciones potenciales.

Métodos

Estructura red y diseño

Figura 1 muestra geometría esquemática PNS propuesta y sus espectros transmisión. PNS consiste en cuatro nanohuecos que pueden contraerse (Δ < 0) o expandirse (Δ > 0) con distancia desplazamiento Δ a lo largo de diagonales superred, y Δ = 0 corresponde a red simple con período reducido a mitad, donde cada nanohueco ubicado en centro de un cuarto área de la superred. Período y altura PNS son Λ y H, respectivamente; radio nanohueco es r. Índice refracción PNS es n_s = 3,2, y fondo aire con índice refracción n_a = 1. Figura 1c muestra espectros PNS función distancia desplazamiento Δ, donde PNS iluminada por luz incidente x-polarizada normal. Espectros así como distribuciones campo electromagnético PNS presentados en este artículo calculados usando método elementos finitos software comercial COMSOL Multiphysics. Como se muestra Fig. 1c, no hay resonancia Fano para PNS no contraída con Δ = 0. Sin embargo, dos resonancias Fano con profundidades modulación 100 % (definidas como diferencias transmisión entre picos Fano y valles Fano) pueden obtenerse contrayendo o expandiendo ligeramente nanohuecos. Comparando con respuesta transmisión PNS no contraída, respuesta transmisión PNS contraída varía abruptamente mientras bandas laterales se mantienen casi iguales.

Para mostrar claramente evolución resonancias Fano duales surgidas de contraer o expandir huecos tetramerizados, mapa transmisión 2D PNS función distancia desplazamiento Δ mostrado Fig. 2a. Como se muestra Fig. 2a, dos BICs ocurren en región longitud onda interés como Δ = 0, y fenómeno similar BICs duales reportado previamente en estructuras metamembranas doble rejilla [13] y resonador anillo partido [21]. En caso Δ ≠ 0, resonancias Fano duales realizadas como BICs inducidos a QBICs debido a ruptura simetría PNS, i.e., desde centrosimetría red simple a simetría rotacional cuádruple (C₄) de superred. Además, porque simetría C₄ PNS puede mantenerse mientras huecos tetramerizados contraen o expanden a lo largo de diagonales superred, espectros transmisión PNS son mismos para mismo valor absoluto |Δ|. En principio, contracción o expansión huecos tetramerizados reduce área primera zona Brillouin PNS al cambiar celda unitaria PNS de red simple a superred, y BIC protegido simetría puede excitarse incidencia normal debido a introducción perturbación superficial así como plegamiento zona Brillouin PNS [42, 43]. Generalmente, factor Q de un BIC protegido simetría muestra dependencia inversa cuadrada en grado asimetría δ basado teoría perturbación [21]:

$$Q_{fit} = \kappa \cdot \frac{cS}{{\omega \cdot \delta^{2} }}$$ (1)

donde κ es constante proporcionalidad, S es área superred, ω es frecuencia angular y parámetro asimetría es \(\delta { = }\sqrt 2 \Delta /\Lambda\).

Figura 2b, c muestran factor Q y resultado ajuste Fano#1 y Fano#2, respectivamente. Factor Q PNS calculado como relación entre longitud onda resonancia λ_r y su ancho completo a mitad máximo (FWHM) Δλ, donde Δλ es región longitud onda entre pico y valle resonancia Fano. Resultados ajuste PNS calculados usando Ec. (1). Como se muestra Fig. 2b, c, trayectorias divergentes PNS donde factores Q divergen a infinito en Δ = 0 validadas usando relación inversa cuadrada ajustar datos. Excelentes resultados ajuste obtenidos y ligero desacuerdo mayor asimetría debido a desviación suposición perturbación diminuta Ec. (1). Ventaja significativa PNS es que ubicación y factor Q resonancias Fano duales pueden adaptarse contrayendo o expandiendo huecos tetramerizados, facilitando control dinámico rendimientos resonantes resonancias Fano múltiples alto factor Q.

Mecanismos físicos e interpretación

Para obtener insight origen resonancias Fano duales mediante contraer o expandir huecos tetramerizados PNS, descomponemos radiación campo lejano BIC y resonancia Fano en contribuciones diferentes componentes multipolares para discutir más sus características. Momentos multipolares pueden calcularse basados en densidad corriente desplazamiento j en superred PNS [26, 44, 45]:

$${\varvec{P}} = \frac{1}{i\omega }\int {{\varvec{j}}d^{3} r}$$ (2)

$${\varvec{M}} = \frac{1}{2c}\int {\left( {{\varvec{r}} \times {\varvec{j}}} \right)d^{3} r}$$ (3)

$${\varvec{T}} = \frac{1}{10c}\int {\left[ {\left( {{\varvec{r}} \cdot {\varvec{j}}} \right){\varvec{r}} - 2r^{2} {\varvec{j}}} \right]} d^{3} r$$ (4)

$${\varvec{Q}}_{\alpha ,\beta }^{\left( e \right)} = \frac{1}{i2\omega }\int {\left[ {r_{\alpha } j_{\beta } + r_{\beta } j_{\alpha } - \frac{2}{3}\left( {{\varvec{r}} \cdot {\varvec{j}}} \right)}\delta _{\alpha ,\beta }\right]} d^{3} r$$ (5)

$${\varvec{Q}}_{\alpha ,\beta }^{\left( m \right)} = \frac{1}{3c}\int {\left[ {\left( {{\varvec{r}} \times {\varvec{j}}} \right)_{\alpha } r_{\beta } + \left( {{\varvec{r}} \times {\varvec{j}}} \right)_{\beta } r_{\alpha } } \right]d^{3} r}$$ (6)

donde P, M, T, Q^(e) y Q^(m) son momentos dipolo eléctrico (ED), dipolo magnético (MD), dipolo toroidal (TD), cuadrupolo eléctrico (EQ) y cuadrupolo magnético (MQ), respectivamente; c es velocidad luz en vacío, y α, β = x, y, z. Aquí densidad carga ρ, que usualmente aparece en definición ED y MQ, ha sido reemplazada con densidad corriente desplazamiento j via relación conservación carga \(i\omega \rho + \nabla \cdot {\varvec{j}} = 0\). En caso excitación armónica ~ exp(iωt), potencia dispersión momentos multipolares inducidos contribuyendo respuesta campo lejano puede escribirse como:

$$\begin{aligned} I &= \frac{{2\omega^{4} }}{{3c^{3} }}\left| {\varvec{P}} \right|^{2} + \frac{{2\omega^{4} }}{{3c^{3} }}\left| {\varvec{M}} \right|^{2} + \frac{{2\omega^{6} }}{{3c^{5} }}\left| {\varvec{T}} \right|^{2} + \frac{{\omega^{6} }}{{5c^{5} }}\sum\limits_{\alpha ,\beta } {\left| {{\varvec{Q}}_{\alpha ,\beta }^{\left( e \right)} } \right|}^{2} \\ &\quad+ \frac{{\omega^{6} }}{{20c^{5} }}\sum\limits_{\alpha ,\beta } {\left| {{\varvec{Q}}_{\alpha ,\beta }^{\left( m \right)} } \right|}^{2} + {\text{o}}(\omega), \end{aligned}$$ (7)

donde primeros dos términos corresponden dispersión ED (carga) y MD convencionales. Tercer término corresponde dispersión TD. Cuarto y quinto términos provienen EQ y MQ. Último término término orden superior contiene dispersión multipolar alto orden y acoplamiento entre ellos y generalmente puede ignorarse. Usando Eqs. (2)-(7), contribuciones diferentes multipolos a potencia dispersión campo lejano pueden obtenerse.

Figura 3 muestra potencia dispersión diferentes multipolos PNS para diferentes distancias desplazamiento Δ, otros parámetros mismos Fig. 1c. Como se muestra Fig. 3a-d, para PNS con Δ = 0, ED y MD son dipolos dominantes y no son resonantes en región longitud onda interés. Sin embargo, contrayendo o expandiendo nanohuecos PNS con |Δ|≠ 0, resonancias Fano duales pueden realizarse debido a excitación modos dipolares resonantes. Para ver claramente papeles importantes modos dipolares resonantes en formación resonancias Fano duales observadas, Fig. 3e, f muestran potencia dispersión normalizada diferentes multipolos con Δ = −28 nm alrededor Fano#1 y Fano#2, respectivamente. Como se muestra Fig. 3e, modos resonantes dominantes son ED y TD alrededor Fano#1, y Fano#1 es consecuencia directa acoplamiento resonante dipolos toroidales eléctricos. En particular, ED y TD fuertemente realzados a magnitud comparable en punta resonante (918,5 nm) Fano#1; así, 100 % transmisión puede obtenerse debido a interferencia destructiva entre ED y TD. Mientras para valle resonante (916,5 nm) Fano#1, reflexión maximizada y transmisión va a cero debido a dispersión realzada ED y TD. Similarmente, como se muestra Fig. 3f, Fano#2 surge de acoplamiento resonante dipolos toroidales magnéticos, su punta (771,1 nm) indica interferencia destructiva entre MD y TD, mientras su valle (772,9 nm) asociado con dispersión realzada MD y TD. Nótese debido a fuerte acoplamiento dipolos toroidales eléctricos o magnéticos, modos resonantes son robustos tanto Fano#1 como Fano#2 incluso si Δ varía.

Para vincular respuesta transmisión resonancias Fano duales en campo lejano con excitaciones momentos multipolares inducidos, distribuciones campo electromagnético y corriente desplazamiento resonancias Fano superred PNS mostradas Fig. 4. Como se muestra Fig. 4a, b, campo eléctrico Fano#1 bien confinado en superred PNS con corriente desplazamiento a lo largo eje x, indicando modo resonante ED. Además, corriente desplazamiento Fano#1 forma dos bucles invertidos entre centro y bordes superred, y campo magnético forma bucle en plano yz, correspondiendo modo resonancia TD a lo largo eje x [44, 46]. Por tanto, Fano#1 surge acoplamiento resonante entre modos ED y TD, acorde con resultados predichos descomposiciones multipolares mencionadas arriba. De hecho, debido a características resonantes dipolos toroidales eléctricos Fano#1, distribuciones campo electromagnético y corriente desplazamiento en pico resonante (918,5 nm), longitud onda central (917,5 nm) y valle resonante (916,5 nm) Fano#1 casi iguales, excepto ligera diferencia amplitud campo (Archivo adicional 1: Fig. S1). En caso Fano#2, como se muestra Fig. 4c, campo eléctrico fuertemente realzado y corriente desplazamiento forma dos bucles invertidos entre centro superred y superred vecina PNS, indicando modo resonancia TD a lo largo eje z. Además, campo magnético Fano#2 altamente localizado en superred con dirección a lo largo eje y, como se muestra Fig. 4d, caracterizando modo resonante MD. Como resultado, Fano#2 es consecuencia directa acoplamiento resonante dipolos toroidales magnéticos, acorde con predicción descomposiciones multipolares campo lejano PNS. También, debido a acoplamiento dipolos toroidales magnéticos Fano#2, campo electromagnético y corriente desplazamiento en pico resonante (771,1 nm), longitud onda central (772,0 nm) y valle resonante (722,9 nm) Fano#2 muestran distribuciones similares (Archivo adicional 1: Figura S2).

Resultados y discusión

Figura 5 muestra espectros transmisión PNS función radio r nanohueco, otros parámetros mismos Fig. 1c con Δ = −28 nm. Como se muestra Fig. 5a, resonancias Fano duales pueden mantenerse mientras r varía 0 a valor máximo 67,5 nm, i.e., huecos tetramerizados tangentes entre sí en superred. Aumento radio nanohueco r aumenta perturbaciones superficiales PNS y reduce su índice refracción efectivo (ERI) también, resultando en aumento factor Q y desplazamiento azul resonancias Fano. Específicamente, ubicación resonante Fano#1 más sensible a variación r, y resonancias Fano duales tienden a fusionarse en un modo resonante mientras huecos tetramerizados se acercan. Como se muestra Fig. 5b, aumento r no solo desplaza azul ubicación resonante resonancias Fano sino también aumenta sus FWHMs. Como r aumenta 25 a 45 nm, picos resonantes Fano#1 y Fano#2 desplazados azul desde 936,7 nm y 793,2 nm a 887,6 nm y 743,8 nm, respectivamente; y sus FWHMs aumentados desde 0,8 nm y 0,6 nm a 6,8 nm y 3,1 nm, respectivamente. Nótese aumento r también mejora profundidades modulación resonancias Fano, y 100 % profundidades modulación pueden realizarse como r mayor 30 nm. Adicionalmente, evaluando desplazamiento longitud onda pico Fano afectado por parámetros estructurales PNS, se muestra que radio nanohueco r es parámetro estructural más sensible para tanto Fano#1 como Fano#2 (Archivo adicional 1: Figura S3). Por tanto, variación r proporciona enfoque efectivo para controlar dinámicamente rendimientos resonantes resonancias Fano duales PNS.

Figura 6 muestra influencias simetría estructura en respuestas transmisión PNS, donde radio r′ de dos nanohuecos varía cero a tangentes entre sí, otros parámetros mismos Fig. 1c con Δ = −28 nm. Como se muestra Fig. 6a, para superred con simetría espejo a lo largo eje x (dirección campo eléctrico luz incidente), como radio r′ dos nanohuecos aumenta, ubicaciones resonantes resonancias Fano duales desplazadas azul debido a disminución ERI PNS, y sus anchos de banda ensanchados debido a perturbaciones superficiales aumentadas. Sin embargo, como se muestra Fig. 6b, aunque dos resonancias Fano pueden mantenerse con aumento r′, dos resonancias Fano adicionales ocurrirán como simetría espejo superred a lo largo eje x rota. En general, romper simetría estructural a lo largo eje x (y) también romperá simetría modo a lo largo eje x (y) de red periódica, y modo no radiante no degenerado capaz acoplarse a radiación externa debido a su componente degenerado [47]. Por tanto, hecho que dos resonancias Fano adicionales presentes solo para estructura simetría-espejo rota a lo largo eje x indica que se deben a modos no degenerados perturbados.

Caracterizamos further rendimientos resonantes PNS bajo influencias ángulo incidencia y ángulo polarización. Como se muestra Fig. 7a, resonancias Fano duales PNS inmunes a variación ángulo polarización debido a topología simétrica C₄. Como ángulo polarización alterado 0 a 90°, i.e., desde x-polarización a y-polarización, Fano#1 y Fano#2 se mantienen mismos. Sin embargo, en caso ángulo incidencia, como se muestra Fig. 7b, aunque Fano#1 también insensible a variación ángulo incidencia, Fano#2 desplazado rojo como ángulo incidencia se desvía incidencia normal, y resonancia Fano adicional (Fano#3) ocurre debido a supresión desintegración radiación BIC protegido simetría cancelada en incidencia no normal. En general, este tipo supresión desintegración radiación BIC estrechamente relacionado con interferencia destructiva entre campos radiación emitidos desde dos modos fuga contrapropagantes en cualquiera de dos bordes banda parada redes periódicas [48]. Nótese debido a fuerte acoplamiento entre Fano#2 y Fano#3, estrecha ventana transparencia inducida puede excitarse en región vecindad entre ellos.

Finalmente, mostramos que resonancias Fano múltiples pueden obtenerse aumentando altura lámina H PNS. Figura 8 muestra mapa transmisión 2D PNS funciones H para estructuras no contraída (Δ = 0 nm) y contraída (Δ = −28 nm). Como se muestra Fig. 8a, no hay resonancia Fano excepto resonancias Fabry-Pérot (F-P) para PNS no contraída como H varía. Según teoría F-P, condición resonancia cavidad F-P PNS no contraída puede escribirse como:

$$\delta = (2\pi /\lambda ) \cdot H \cdot n_{eff} + \varphi = m\pi$$ (8)

donde δ es desplazamiento fase, λ es longitud onda espacio libre, n_eff es ERI lámina homogénea equivalente PNS, φ es fase adicional y m es entero indica orden resonancia. Usando teoría medio efectivo [49], ERI PNS puede estimarse como:

$$n_{eff} = \sqrt {\frac{{\left[ {\left( {1 - f} \right)n_{a}^{2} + fn_{s}^{2} } \right]\left[ {fn_{a}^{2} + \left( {1 - f} \right)n_{s}^{2} } \right] + n_{s}^{2} }}{{2\left[ {fn_{a}^{2} + \left( {1 - f} \right)n_{s}^{2} } \right]}}}$$ (9)

donde f es factor llenado PNS, y f = 1 − 4π(r/Λ)².

Usando Eqs. (8) y (9), ubicaciones resonancia F-P PNS no contraída pueden calcularse como λ_F-P = 2π·H·n_eff/(mπ-φ). En cálculo, aunque fase adicional φ no puede tratarse constante porque evidentemente afecta desplazamiento fase δ, sus valores pueden determinarse usando método ajuste lineal [50, 51]. Figura 8a muestra mapa transmisión 2D PNS con Δ = 0 nm, y resultados modelo cavidad F-P indicados por líneas blancas discontinuas. Como se muestra Fig. 8a, líneas blancas discontinuas modelo cavidad F-P coinciden con picos transmisión PNS, confirmando es resonancia F-P que realza transmisión PNS no contraída en región espectral interés. Sin embargo, como se muestra Fig. 8b, para PNS contraída con Δ = −24 nm, cinco resonancias Fano alto factor Q son excitadas y coexisten con resonancias F-P como H varía rango 100-400 nm, resonancias Fano tan fuertes que dividen resonancias F-P en región cruce entre resonancias Fano y F-P. Según teoría guía onda lámina, aumento espesor cristal fotónico lámina asegura más modos fuga acotados en estructura [32, 52]; así, número resonancias Fano puede aumentarse meramente aumentando espesor PNS. Nótese desplazamiento huecos tetramerizados no cambiará ERI PNS, así ubicaciones resonancias F-P se mantienen casi iguales tanto estructuras no contraída como contraída.

Conclusiones

Resonancias Fano duales alto factor Q pueden realizarse usando arquitectura comparativamente simple PNS basada en excitación QBICs duales. Al contraer o expandir cuatro nanohuecos PNS a lo largo de diagonales superred, dos BICs protegidos simetría pueden transformarse a resonancias Fano duales y sus ubicaciones así como sus factores Q pueden sintonizarse flexiblemente. Las resonancias Fano duales PNS resultan de acoplamientos resonantes entre dipolos toroidales eléctricos o magnéticos, y sus correlaciones entre descomposiciones multipolares campo lejano y distribuciones campo cercano superred verificadas. Las resonancias Fano duales PNS poseen característica independiente de polarización, y sus características alto factor Q son robustas a variaciones parámetros geométricos. Al aumentar altura PNS, número resonancias Fano alto factor Q puede mejorarse ya que más modos fuga pueden ser soportados por estructura. Nuestros resultados dan más libertades sintonización para realización resonadores alto factor Q con mejores rendimientos, que puede proporcionar paso adicional en desarrollo láser, sensado y fotónica no lineal.

Disponibilidad datos y materiales

Conjuntos datos usados y/o analizados durante estudio actual disponibles del autor correspondiente bajo petición razonable.

Abreviaturas

Q-factor:

Factor de calidad

PNS:

Lámina nanohueca planar

BICs:

Estados ligados en el continuo

NIR:

Infrarrojo cercano

QBICs:

Cuasi-BICs

FWHM:

Ancho completo a mitad máximo

ED:

Dipolo eléctrico

MD:

Dipolo magnético

TD:

Dipolo toroidal

EQ:

Cuadrupolo eléctrico

MQ:

Cuadrupolo magnético

ERI:

Índice refracción efectivo

F-P:

Fabry-Pérot