Стратегия поляризационно-зависимой квази-дальнего поля суперфокусировки плазмонных линз на основе наноринга

Фон

Наряду с развитием визуализации сверхвысокого разрешения [1], ускорения частиц [2], квантовой оптической обработки информации [3] и поляризационно-зависимого хранения оптических данных [4], поверхностные плазмонные устройства широко применяются в этих областях путем модуляции плазмонный резонанс субволновой величины. Плазмонная линза (PL), как типичное устройство, обладает идеальной способностью визуализации, которая была впервые предложена Дж. Б. Пендри в 2000 году [5], а получение оптических изображений с субдифракционным пределом было экспериментально продемонстрировано X. Zhang et al. 5 лет спустя [6]. Однако плоскость изображения была ограничена исключительно ближним полем, так как затухающие волны экспоненциально уменьшались, указывая на расходящееся оптическое поле. Это ограничение делает его неприменимым для стандартных оптических микроскопов [7].

В последние годы было исследовано несколько ФЛ на основе наноструктур [8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24]. Эти фотолюминесценции могут не только осуществлять плазмонную фокусировку в плоскости [8] или в ближнем поле [9], но также могут обладать способностью фокусировки в дальней зоне [10,11,12,13], которые обычно визуализируются сканирующими оптическими датчиками. микроскоп [14]. Однако в этих ФЛ было очень трудно реализовать фокусировку за дифракционным пределом до тех пор, пока дисперсионное соотношение волновода металл-диэлектрик-металл (MIM) не было использовано для ФЛ на основе нанощелей для модуляции фазы в субволновом масштабе [11 , 15,16,17]. Точная фазовая модуляция вносит свой вклад в фокальную линию субдифракционного предела, и линейно поляризованный свет обычно применяется в качестве падающего света для этих линз. Но, просто расширив аналогичный метод проектирования одномерных нанощелевых линз до двух измерений, невозможно реализовать фокус круговой формы, когда осесимметричная ФЛ освещалась линейно поляризованным светом [18, 19], что указывает на сильную поляризационную зависимость производительности фокусировки. Более того, фокусное расстояние было серьезно отклонено от численного расчета в соответствии с теорией реконструкции волнового фронта, особенно для фотолюминесценции на основе наноколец [18].

ФЛ на основе наноколей с вращательной симметрией, которые для простоты в последующем обсуждении называются плазмонными линзами на основе наноколей (NRPL), признаны заменой преобразовательных преломляющих линз в системах субволновой фокусировки. Но с точки зрения возбуждения поверхностных плазмон-поляритонов (SPP) линейно поляризованный свет не подходит для NRPL, поскольку эффективность возбуждения пропорциональна радиальной компоненте электрического поля падающего света. Для сравнения, радиально поляризованный свет с цилиндрической симметрией поляризации адаптируется к структурным свойствам NRPLs [25]. Кроме того, с использованием диафрагмы в форме пончика [26, 27] или зонной пластины Френеля [28] этот поляризованный свет применялся для реализации субволнового фокуса круглой формы. Таким образом, радиально поляризованный свет обычно применялся как падающий свет для NRPL [20,21,22,23]. По сравнению с субволновой фокусировкой с помощью пространственного фильтра, эти ФЛ обладают способностью модулировать фазу падающего света в субволновом волноводе. Возбуждение поверхностных плазмонных (SP) волн может улучшить передачу электромагнитных волн. Однако сверхфокусирующая способность плазмонной линзы в дальней зоне не была продемонстрирована. Более того, хотя композитный NRPL был предложен для модуляции фокусного расстояния [24], фокусное расстояние не удалось эффективно контролировать, и энергия электрического поля по-прежнему сосредоточена в центре торцевой поверхности линзы.

В этой статье мы представляем теоретический дизайн и численное исследование NRPL с упором на реализацию суперфокусировки за счет использования поляризационных свойств падающего света. Мы описываем теоретический дизайн NRPL в нашем исследовании и обеспечиваем производительность фокусировки в выходной области на основе численного моделирования конечных разностей во временной области (FDTD). Чтобы исследовать поляризационную зависимость характеристик фокусировки, для освещения учитываются источники света с линейной, круговой, азимутальной и радиальной поляризацией. Мы обсуждаем особенности распределения электрического поля в выходной области, включая фокусировку субдифракционного предела, формы фокусов и модуляцию фокусного расстояния, а также указываем на важность условия соосности для характеристик суперфокусировки. P>

Методы

ИССЛЕДОВАННЫЕ в данной работе НРПЛ были разработаны с использованием теории реконструкции волнового фронта, которая широко применялась к ФЛ на основе нанощелей [11,15]. Чтобы добиться фокуса в желаемом положении, относительная фазовая задержка, вызванная, когда свет проходит через i -я индивидуальная наноколейка должна удовлетворять следующему условию, основанному на геометрической оптике:

где −Δ ϕ ( г _я ) - относительная разность фаз между первым кольцом во внутреннем центре и i -я нанокольцо, r - радиус, λ ₀ длина волны падающего света в свободном пространстве, n - произвольное целое число, а f ₀ - расчетное фокусное расстояние.

Основным составляющим элементом рассмотренных NRPL являются нанокольца в металлической пленке. Согласно исх. [29], когда диаметр больше, чем длина волны падающего света, воздушное нанокольцо, окруженное металлическими стенками, можно аппроксимировать к модели волновода MIM, как показано на вставке на рис. 1. Фазовая задержка в основном определяется действительной частью постоянной распространения β , выражается как Re ( β ) • t , где t - толщина наноколец. На основе дисперсионного соотношения комплексная постоянная распространения β можно рассчитать как:

Волноводная MIM-модель индивидуального нанокольца, внедренного в золотую пленку. вставка дает увеличенное изображение произвольной небольшой части нанокольца

где k ₀ представляет волновой вектор в вакууме и ε _d и ε _м - диэлектрическая проницаемость диэлектрика и металла соответственно. Основываясь на уравнении. (2), мы видим, что постоянная распространения β зависит от ширины наноколец. Таким образом, для плоской линзы заданной толщины t , вызванная фазовая задержка просто определяется шириной w индивидуального нанокольца при прохождении через него света. В нашем исследовании в качестве диэлектрика выбран воздух с диэлектрической проницаемостью ε . _d =1, а золотая пленка толщиной t 400 нм, диэлектрическая проницаемость которого на длине волны падающего излучения 650 нм составляет ε _м =−12,8915 + 1,2044i [15]. Кроме того, как мы ранее сообщали [16], эффект связи распространяющегося света в двух соседних волноводах MIM также играет важную роль в фазовой задержке, особенно когда расстояние между металлическими стенками меньше, чем удвоенная глубина скин-слоя δ _м , который можно оценить как [30]:

Соответственно, расчетная глубина скин-слоя δ _м составляет около 28 нм. Учитывая эффект связи, ФЛ на основе нанощелей с возможностью сверхфокусировки 0,38 λ ₀ в разрешении сообщалось в нашем предыдущем исследовании [16]. Здесь, чтобы заметно проанализировать влияние состояния поляризации (СОП) на характеристики фокусировки, промежутки между двумя соседними нанокольцами спроектированы так, чтобы иметь размер 100 нм, что намного больше, чем 2 δ _м для устранения эффекта сцепления.

Схема разработанного NRPL показана на рис. 2, и общее количество 32 концентрических нанокольца включены для восстановления волнового фронта. Ширина наноколец для желаемой фазовой модуляции составляет от 10 до 100 нм. Целевое фокусное расстояние f ₀ составляет 1300 нм (2 λ ₀ ). Для эффективного использования модели волновода MIM минимальный диаметр самого внутреннего нанокольца установлен равным 800 нм. Кроме того, чтобы избежать фокального сдвига, как обсуждалось в нашей предыдущей работе [15], полная разность фаз достигает 10π с прогнозируемой числовой апертурой (NA) 0,96. В результате теоретический предел дифракции Рэлея, рассчитанный как 0,61 λ ₀ / NA [31], составляет 413 нм (~ 0,64 λ ₀ ).

Схема NRPL. а Падающий свет обычно освещает линзу. б Структурные параметры линзы. Значения координат красных треугольников представляют радиус r и шириной w соответствующего нанокольца

Чтобы исследовать влияние SOP падающего света на пространственное распределение интенсивности, особенно на характеристики фокусировки, разработанный NRPL освещался линейно, циркулярно, азимутально и радиально поляризованным светом соответственно. Все случаи были рассчитаны с помощью численного моделирования FDTD. Согласно матричной оптике, различные поляризованные огни могут быть описаны формализмами матрицы Джонса, и соответствующее матричное выражение было применено для определения падающего света. Граница модели представляла собой идеально согласованный слой (PML) с номером слоя 12. Чтобы сбалансировать точность вычислений и потребление памяти при моделировании, размер ячейки был установлен на уровне 10 нм в выходной области и 5 нм вокруг фокальная область.

Результаты

I Линейная поляризация

Для линейно поляризованного света SOP пространственно однороден, и в этом случае направление электрического вектора параллельно x ось. Когда свет освещает NRPL, появляются два фокуса, расположенных на расстоянии 400 нм друг от друга в общем электрическом поле | E | ² как показано на рис. 3. Хотя полная ширина на полувысоте (FWHM) обоих составляет 210 нм (~ 0,32 λ ₀ ) в фокальной плоскости результат моделирования показывает, что распределение интенсивности явно отличается от конструкции, основанной на теории реконструкции волнового фронта, где должен быть фокус круглого типа точно на z ось (также называемая оптической осью).

Картина распределения интенсивности полного электрического поля | E | ² в случае линейно поляризованного падающего света. вставка показывает картину интенсивности в фокальной плоскости. Фокусное расстояние - 1215 нм (отклонение 6,54%). Полуширина обоих фокусов составляет ~ 0,32 λ ₀ , расстояние между которыми составляет 400 нм, а глубина резкости (DOF) составляет ~ 1,68 λ ₀

Чтобы проанализировать различия между моделированием и теоретическим дизайном, исследуются распределения напряженности компонентов электрического поля. Как показано на рис. 4, появляется фокус эллиптической формы и полуширина в x- и y- направление 220 нм (~ 0,34 λ ₀ ) и 457 нм (~ 0,70 λ ₀ ), соответственно. Эта картина хорошо согласуется с экспериментальными результатами [5]. [18], где применялся такой же поляризованный свет. Однако моделирование показывает, что картина распределения | E | ² похож на узор продольной составляющей | E _z | ² что занимает 79,8% всей электроэнергии. Таким образом, разница в основном объясняется необычным распределением | E _z | ² .

Распределение интенсивности поперечной составляющей | E _r | ² в фокальной плоскости. вставка показывает фокус эллиптической формы. Фокусное расстояние 1425 нм (отклонение 9,62%). | E _r | ² занимает 20,2% от общей электроэнергии. Глубина резкости ~ 1,41 λ ₀

В конечном итоге это явление можно объяснить свойством передачи NRPL. С одной стороны, возбуждение ППП на границах раздела металл и диэлектрик обычно зависит от направления локальной поляризации падающего света. Поперечные электрические (ТЕ) волны не могут вносить вклад в возбуждение. С другой стороны, из-за субволновой структуры MIM-волновода через эту линзу могут распространяться только SP-волны [32]. При вращательной симметрии линзы местная поперечная магнитная составляющая (TM) изменяется с азимутальным углом θ . в косиноидальной форме. Следовательно, как показано на рис. 5а, распределение интенсивности | E | ² , который находится чуть выше торцевой поверхности линзы, сосредоточен в ближней области y =0 область (−π / 4 < θ <Π / 4). Соответственно, векторы Пойнтинга распространяются в радиальном направлении на торцевой поверхности, как показано на рис. 5б. Таким образом, направление вектора E в основном параллельна оптической оси, которая формирует основное содержимое E _z . Из-за симметрично конструктивной интерференции в фокальной плоскости появляются два фокуса вместо фокуса кругового типа.

Свойства распределения электрического поля в поперечном сечении всего на 50 нм выше торцевой поверхности линзы. а Нормализованное распределение интенсивности | E | ² . б Распределение вектора Пойнтинга внутри пунктирной линии регион в а. c Соответствующее фазовое распределение E _z

II Круговая поляризация

Поскольку состояние циркулярно поляризованного света периодически меняется со временем, результаты моделирования представляют собой усредненное по времени распределение поля. Когда линза освещается этим поляризованным светом, в | E образуется фокус в форме пончика. _z | ² . Как показано на рис. 6а, фокусное расстояние в этом поле составляет 1185 нм, что показывает отклонение от расчетного значения на 8,85%. Ширина бублика 210 нм (~ 0,32 λ ₀ ), а радиус составляет 400 нм. Глубина резкости (DOF) составляет ~ 1,65 λ ₀ . Вес | E _z | ² составляет 80,6% от общей электроэнергии. Кроме того, в | E _r | ² суперпозиция в пространственной области создает круговой фокус с фокусным расстоянием 1405 нм (отклонение 8,08%). Полуширина составляет 295 нм (~ 0,45 λ ₀ ) в этом поле, а глубина резкости ~ 1,68 λ ₀ . Кроме того, оба образца распределения в r-z самолеты напоминают те, что в x - z плоскости в случае линейно поляризованного падающего света. Принимая во внимание радиальную составляющую электрического поля, можно уменьшить FWHM до 222 нм (~ 0,34 λ ₀ ).

Модели распределения интенсивности | E _z | ² и | E _r | ² в r-z плоскости в случае циркулярно поляризованного света. а В | E _z | ² , FWHM, DOF и фокусное расстояние составляют ~ 0,32 λ ₀ , ~ 1,65 λ ₀ , и 1185 нм соответственно. б В | E _r | ² , FWHM, DOF и фокусное расстояние составляют ~ 0,45 λ ₀ , ~ 1,68 λ ₀ , и 1405 нм соответственно

III Азимутальная поляризация

Для азимутально поляризованного падающего света электрические векторы перпендикулярны радиальному направлению, которые параллельны границе раздела золото / вакуум в NRPL. Поскольку азимутально поляризованный свет освещает линзу, локальные TE-волны не могут возбуждать SPP на границе раздела. Таким образом, расстояние передачи в нанокольцах пропорционально их ширине, как показано на рис. 7. Поскольку и структура, и освещение имеют вращательную симметрию, показана только половина картины распределения интенсивности и структура NRPL. Проходящим светом можно пренебречь, и в выходной области нет четкого фокуса.

Картина распределения интенсивности в области линзы и ее поперечный разрез. Расстояние передачи не-SP волн в нанокольцах пропорционально ширине щели

IV Радиальная поляризация

В соответствии с азимутально поляризованным светом, радиально поляризованный свет можно рассматривать как локальную TM-волну, и это свойство поляризации соответствует условию возбуждения SPP, что способствует более высокой максимальной интенсивности в фокусе. Общее электрическое поле E максимальная интенсивность в пять раз больше, чем у линейно поляризованного падающего света. Кроме того, имеется фокус круглой формы с длиной волны 276 нм (~ 0,42 λ ₀ ) FWHM в | E | ² , как показано на рис. 8. Моделируемое распределение интенсивности очень похоже на фокусирующую способность преломляющей линзы с высокой числовой апертурой [33]. Кроме того, эффективность фокусировки по-прежнему зависит от | E _z | ² , что составляет 82,0% всей электроэнергии.

Распределение интенсивности | E | ² в случае радиально поляризованного падающего света. а , b Распределение в фокальной плоскости и в x - z поперечное сечение. c Профиль интенсивности в радиальном направлении. г Профиль интенсивности вдоль оптической оси, где черная сплошная линия - распределение полной напряженности электрического поля при моделировании, а красная пунктирная линия - расчетная кривая SPP. Фокусное расстояние - 1275 нм (отклонение 1,92%). FWHM | E | ² и | E _z | ² составляет 272 нм (~ 0,42 λ ₀ ) и 260 нм (~ 0,40 λ ₀ ), соответственно. Глубина резкости ~ 1,77 λ ₀

В отличие от предыдущих случаев, в | E есть фокус круглой формы. _z | ² . Кроме того, этот компонент также определяет схему распределения в | E | ² . Как показано на рис. 9a, FWHM в | E _z | ² составляет 260 нм (~ 0,40 λ ₀ ), которая близка к фокальной линии в случае ФЛ на основе нанощелей [16]. В частности, фокусное расстояние составляет 1275 нм. По сравнению с расчетным значением относительная погрешность снижается до 1,9%. Однако фокусное расстояние составляет 1455 нм (отклонение 11,2%) в | E _r | ² . Как показано на рис. 9b, имеется фокус в форме пончика шириной 227 нм (~ 0,35 λ ₀ ) в этом поле. Глубина резкости ~ 1.60 λ ₀ .

Модели распределения интенсивности | E _z | ² и | E _r | ² в r-z плоскости в случае радиально поляризованного света. а | E _z | ² узор в r-z самолет. вставка показывает фокус круглой формы в фокальной плоскости. б Поперечный | E _r | ² узор в r-z самолет. вставка показывает фокус в форме пончика в фокальной плоскости

Исследуется фазовая задержка SP-волн в нанокольцах, как показано на рис. 10. Моделирование показывает, что на фазовую модуляцию сильно влияют структурные параметры NRPL, а смоделированные фазовые задержки между падающей поверхностью и выходной поверхностью равны в основном идентичны расчетным значениям, основанным на формуле. (2). На торцевой поверхности линзы SP-волны по-прежнему распространяются в радиальном направлении, а в центре поверхности есть горячее пятно, интенсивность которого составляет одну пятую от интенсивности фокуса. Конструктивная интерференция SP-волн с вращательно-симметричным распределением создает распространяющиеся волны и реализует фокус круглой формы в квазидальнем поле.

Фазовый анализ NRPL в радиально поляризованном падающем свете

Обсуждения

I Возможность сверхфокусировки NRPL

При применении падающего света с различными SOP, включая линейную, круговую и радиальную поляризации, могут быть реализованы фокусы субдифракционного предела. Хотя форма фокуса зависит от СОП, все характерные размеры этих фокусов превышают дифракционный предел Рэлея (413 нм). Результаты моделирования успешно демонстрируют сверхфокусирующую способность NRPL, а распределение интенсивности в фокальной плоскости аналогично функции Бесселя, которая используется для описания недифракционного луча.

Для случая радиально поляризованного падающего света, как пример, показанный на рис. 11, распределение интенсивности в | E _z | ² идентична функции Бесселя нулевого порядка J ₀ ( К _spp ⋅ n ⋅ г ), где n и r - показатель преломления окружающей среды и радиальное расстояние до оптической оси соответственно. FWHM фокуса немного больше, чем размер главного лепестка, рассчитанный с помощью J ₀ . В частности, моделирование показывает, что недифракционный пучок может быть реализован в квазидальнем поле. SP-волны, как своего рода затухающая волна, экспоненциально затухают при распространении от выходной поверхности, и расстояние распространения в вакууме можно рассчитать по [30]:

Профили интенсивности NRPL в фокальной плоскости под радиально поляризованным падающим светом. а Распределение | E _z | ² напоминает функцию Бесселя нулевого порядка J ₀ . б Распределение | E _r | ² напоминает функцию Бесселя первого порядка J ₁

где ε _d и ε _м - диэлектрическая проницаемость диэлектрика и металла соответственно. Таким образом, δ _d составляет 357 нм, что соответствует моделированию, показанному на рис. 8d. Следовательно, интенсивностью SP-волн в фокусе можно пренебречь в квазидальнем поле.

II Форма фокуса

Модулируя SOP, фокусы эллиптической, круглой и кольцевой формы могут быть реализованы в фокальной плоскости, как показано на рис. 12. Явление объясняется субволновым размером фокуса, и мы не можем реализовать круговой тип. фокусироваться одновременно в электрическом и магнитном полях. Таким образом, фокус кольцевого типа реализуется в магнитных (или электрических) полях, а фокус кругового типа достигается в соответствующем электрическом (или магнитном) поле. В частности, из-за отсутствия продольного магнитного поля распределение интенсивности | H | ² совпадает с шаблоном | E _r | ² . Кроме того, | E _z | ² занимает около 80,0% от общей электрической энергии, и на весы не влияют SOP падающего света.

Нормированные картины напряженности электрического поля | E | ² и магнитное поле | H | ² в фокальной плоскости, когда NRPL освещается поляризованным светом. а | E | ² и d | H | ² распределение с линейно поляризованным падающим светом. б | E | ² и е | H | ² распределение с циркулярно поляризованным падающим светом. c | E | ² и е | H | ² распределение радиально поляризованного падающего света

III Модуляция фокусного расстояния

Моделируемое фокусное расстояние в разных случаях в основном близко к желаемому положению f ₀ (1300 нм), как показано в Таблице 1. Но мы понимаем, что фокусное расстояние в поперечном поле | E _r | ² примерно на 200 нм больше, чем в продольном поле | E _z | ² , независимо от SOP падающего света и отклонения обычно существует.

Теоретически теория реконструкции волнового фронта подходит для проектирования NRPL с произвольным фокусным расстоянием от ближнего поля до дальнего поля. Однако, соответствует ли фактическое фокусное расстояние сконструированной плазмонной линзы проектному фокусному расстоянию, зависит от общей разности фаз линзы. Отклонение может быть связано с различием между фокусом амплитудного типа и фокусом фазового типа [34]. Поскольку фазовая модуляция в волноводе MIM направлена ​​на радиальную составляющую, фокусное расстояние в | E _r | ² может модулироваться теорией реконструкции волнового фронта, когда удовлетворяется полная разность фаз не менее 2π [15]. Для продольной составляющей большая общая разность фаз (> 10π) является благоприятной для согласованности. Как показано на рис. 13, когда разность фаз увеличивается с 2π до 16π, соответственно числовая апертура от 0,75 до 0,96, фокус амплитудного типа в | E _z | ² перемещается с выходной поверхности линзы в желаемое положение. Поскольку распределение интенсивности | E | ² решено | E _z | ² , NA может существенно влиять на фокусное расстояние в полном электрическом поле. Однако изменение фокусного расстояния в | E _z | ² постепенно уменьшается вместе с увеличением общей разности фаз. С другой стороны, положение фокуса фазового типа в | E _r | ² относительно стабилен. Когда применяется NRPL с высокой числовой апертурой, все еще остается отклонение фокусного расстояния, полученное на основе распределения интенсивности | E _x | ² и | E _z | ² , а отклонение практически не меняется. Следовательно, фокусное расстояние NRPL можно эффективно контролировать с помощью фазовой модуляции и структурной оптимизации, хотя такое же фокусное расстояние не может быть достигнуто в полях поперечных и продольных компонентов.

The focal length of the NRPL with the increase of total phase difference from 2π to 16π

IV Focusing Performace in the Non-Coaxial Situation

The non-coaxial situation is a common problem in the experiment, and its effect on the focusing performance should be considered. As shown in Fig. 14, the center of the radially polarized light deviates 3 μm from the optical axis of the NRPL along the x ось. Compared with Figs. 8 and 9, the intensity distributions both in x-z cross section and in focal plane are apparently changed. In the longitudinal electric field, an elliptical focus is located at 1340 nm away from the exit surface of the lens. The FWHMs in x-z and y-z planes are 0.51 and 0.38 λ ₀ , соответственно. On the other hand, the distribution in transverse field is also distorted, where the intensity of one side lobe is higher than the other one. Furthermore, compared with the coaxial condition, the decrease of the maximum intensity in the total electric field is more than 85%.

The intensity distribution of the NRPL in the non-coaxial situation. а The real part of E _x of radially polarized incident light. б , c The distribution of Re(E _z ) and |E _z | ² in the focal plane. г , e The distribution of |E _z | ² and |E _x | ² in the x-z plane

The preliminary simulation indicates that the non-coaxial situation indeed influences the intensity distribution and the desired focusing performance of lens. Therefore, it is essential to guarantee the coaxiality between the incident light and the lens center during the experiment.

Выводы

In summary, we build a NRPL with a high NA utilizing the wavefront reconstruction theory and the dispersion relation of the MIM waveguide. We also investigate the polarization-dependent focusing performance in the quasi-far field, including the focal length, FWHM, DOF, and the maximum intensity. The conventional polarized light, such as the linearly, circularly, radially, and azimuthally polarized light, are all considered. The simulations demonstrate the superfocusing capability of the designed NRPL. Utilizing the polarization-dependent property, the sub-diffraction-limit elliptical-, circular-, and donut-shape foci can be realized. However, one limitation of this work is that the proposed design strategy to realize the superfocusing performance of NRPLs is aimed for the quasi-far-field region, although to the best of our knowledge, the similar focusing capability in this region is rarely reported. In addition, we discover the underlying physical phenomenon on the focal shift and propose a more effective way to control the focusing position by employing both the transverse and longitudinal fields. There are considerable engineering applications for the nanoring-based superfocusing lenses, ranging from the super-resolution imaging, particle acceleration, quantum optical information processing to the optical data storage.

Сокращения

DOF:

Depth of focus

FDTD:

Finite-difference time-domain

FWHM:

Full-width at half maximum

MIM:

Metal-insulator-metal

NRPL:

Nanoring-based plasmonic lenses

PML:

Perfectly matched layer

SOP:

State of polarization

SPPs:

Surface plasmon polaritons

TE:

Transverse electric

TM:

Transverse magnetic