fotonitilojen rakentaminen

fotonitiloilla ohjatun Magnonin säteilyvaimennuksen selventämiseksi esitämme ensin paikallisen sähkömagneettisen ympäristön ympyränmuotoisen aaltoputken ontelon sisällä, kuten kuvassa on esitetty. 1A. tämä aaltoputki koostuu halkaisijaltaan 16 mm: n pyöreästä aaltoputkesta ja kahdesta siirtymästä molemmissa päissä, joita kierretään \(\theta\) = \(4{5}^{\circ }\). Kaksi siirtymää voi sujuvasti muuttaa suorakulmaisen portin TE10-tilan pyöreän aaltoputken te11-tilaan ja päinvastoin. Tarkemmin sanottuna mikroaallot, jotka polarisoituvat \(\hat{{\BF{x}}}\)- ja \(\hat{{\BF{x}}}^{\prime}\)-suunnissa, heijastuvat täysin ympyränmuotoisen aaltoputken päihin muodostaen seisovia aaltoja tiettyjen mikroaaltotaajuuksien ympärille. Sitä vastoin \(\hat{{\BF{y}}}\)- ja \(\hat {{{\BF {y}}}^{\prime}\)-suunnissa polarisoituneet mikroaallot voivat kulkea siirtymien yli ja siten muodostaa matkaavien aaltojen jatkumon. Siksi meidän laite seisovat aallot voivat muodostaa noin erityisesti Aalto-vektoreita tai taajuuksia, jotka ovat superposed on jatkuva-aalto background33, 34. Jatkuvat aallot auttavat siirtämään informaation avoimeen järjestelmään ja seisovat aallot tarjoavat ainesosan ontelon muodostamiseksi-magnon polariton. Näin, toisin kuin perinteinen hyvin suljettu ontelo diskreetti tilat, meidän Pyöreä aaltoputken ontelon avulla voimme lisätä jatkuva tilat muuttaa fotonisen rakenteen33.

a experimental setup of the coupled magnon–photon system in a circular waveguide onkalo. B siirtokerroin \ (/{s}_{21}|\) mittauksesta (ympyrät) ja simulaatiosta (kiinteät viivat), jossa piirrokset osoittavat normalisoidun LDO-jakauman seisovan aallon resonanssille 12,14 GHz: n taajuudella ja jatkuvalle aallolle 11,64 GHz: n taajuudella. Väripalkki näyttää asteikon normalisoiduille LDO: ille mielivaltaisella yksiköllä. C kytkemällä magnon-moodin fotonitilaan aaltoputkiontelossa Magnonin säteilyvaimennus voi olla vallitseva energiahäviöväylä verrattuna sen luontaiseen vaimennukseen. d mitattu siirtokertoimen Amplitudi \ (/{s}_{21}|\) bias-magneettikentän funktiona. Anti-crossing dispersio voidaan selvästi havaita kytketty magnon-fotonitilat. Siirtokertoimien potenssiamplitudit (\(/{S}_{21} (H){| }^{2}\)) esitetään kiinteillä taajuuksilla 11,64 GHz (e), 12,14 GHz (f), ja 12.64 GHz (g), jossa x-akselin Siirtymä \({H}_{\mathrm{m}}\) on vääristynyt staattinen magneettikenttä magnoniresonanssissa. Neliöt edustavat mitattua \ (/{S}_{21} (H){| }^{2}\) spectra, ja kiinteä viiva lineshape fit edustaa toistettuja kokeellisia tuloksia. Tässä luvussa koevirheet ovat symbolikokoja pienempiä.

laitteemme tiloja voidaan luonnehtia mikroaaltosiirrolla käyttäen vektoriverkkoanalysaattoria (VNA) porttien 1 ja 2 välillä. Seisovan aallon tai” ontelon ” resonanssitila kohdassa \({\omega }_{\mathrm{C}} / 2\pi\) = 12,14 GHz näkyy selvästi kohdassa \({s} _ {21}\), jossa on ladattu vaimennuskerroin \(9\ \times \ 1{0}^{-3}\), kuten kuvannut siniset ympyrät Kuvassa. 1B. siirtospektrissä aaltoputkeen rajoittuvat seisovat aallot aiheuttavat notkahduksen siirtospektrissä onteloresonanssi33. Kiertävät jatkuvat aallot, jotka kuljettavat fotoneja porteista 1-2, edistävät korkeaa lähetystä lähellä arvoa 1. Koska jatkuvat aallot eivät ole vähäpätöisiä laitteessamme, fotonitiloja ei voida kuvata yhdellä harmonisella oskillaattorilla, kuten aiemmissa töissä14,16,17,18,19. Näin ollen aaltoputken ontelomme sähkömagneettisia kenttiä kuvataan suurella määrällä harmonisia modeja 37, 38, 39 laajalla taajuusalueella, ja jokaisella moodilla on tietty kytkentälujuus magnon-moodin kanssa.

Fano-Anderson Hamiltonilainen kuvaa Magnonin ja fotonin moodien välistä vuorovaikutusta ekv. (1)11,37:

missä \({\hat{m}}^{\Dagger}\) (\(\hat{m}\)) on Magnonin luomisoperaattori Kittel-tilassa taajuudella \({\Omega} _{\mathrm{m}}\), \({\hat{a}}_{{k}_{z}}^{\Dagger}\) (\({\hat{a}}_{{k}_{z}}\)) tarkoittaa fotonioperaattoria jossa aaltovektori \({k}_{z}\) ja taajuus \({\omega }_{{k}_{z}}\), ja \({G}_{{K}_{z}}\) edustaa vastaavaa kytkentälujuutta magnon-ja mikroaaltofotonitilojen välillä. Visualisoimme magnon Kittel-tilan yhtenä harmonisena oskillaattorina Eq: ssa. (1). Magnon – ja fotonitiloilla on luontainen vaimennus, joka on peräisin luontaisesta ominaisuudesta,mutta ontelomme muodostaa koherentin kytkennän them24,25, 26, kuten kuvassa esitetään. 1c.

magnonitilan ja fotonitilan koherentin kytkennän vuoksi jännittyneen Magnonin energia säteilee magneettisesta pallosta poispäin matkaaviin fotoneihin. Tämä ilmiö voidaan kuvata Magnonin ”auto-ionisoitumisena” jatkuvaan tilaan, joka indusoi Magnonin fotoniemissiota, ja näin ollen on olemassa Magnonin säteilevä vaimennus 40,41. Tällaiset fotonitilojen indusoimat ”ylimääräiset” magnonihäviöt voidaan tarkasti laskea magnon Greenin funktion minaenergian imaginaariosalla, joka ilmaistaan muodossa \(\Delta {E}_{\mathrm{m}}={\delta }_{\mathrm{m}}+\frac{\pi }{\hslash }| \hslash g(\omega ){| }^{2}D(\omega )\). Tässä \({\delta }_{\mathrm{m}}\) on Magnon-moodin luontainen häviämisnopeus, ja \(D(\omega)\) edustaa koko ontelon tilojen maailmanlaajuista tiheyttä, joka on moodien lukumäärän laskeminen taajuusväliä kohti. Toteamme, että edellä säteilyvaimennus on perustettu, kun on-shell lähentämisestä on voimassa energian siirtyminen Magnonin (kymmeniä satoja MHz) on paljon pienempi kuin sen taajuus (Useita GHz). Määrittelemällä Magnonin laajeneminen edelleen magneettikentän \(\Delta E=\hslash \gamma {\mu }_{0}\Delta h\) avulla Magnonin lineaarisuus voidaan ilmaista ekv. 2 (lisähuomautus 1)

missä \(\gamma\) on gyromagneettisen suhteen modulus ja \({\Mu }_{0}\) ilmaisee tyhjiön permeabiliteetin. Ekv. (2), kaksi ensimmäistä termiä edustavat Magnonin luontaiseen vaimennukseen liittyvää lineaarista leveyttä, jossa \({\mu }_{0}\Delta {H}_{0}\) ja \(\alpha \omega /\gamma\) tulevat epähomogeenisesta avartumisesta nollataajuudella 42 ja vastaavasti luontaisesta Gilbert-vaimennuksesta. Viimeinen termi kuvaa fotonin aiheuttamaa säteilyvaimennusta, jossa \ (/{\rho }_{l} (D,\omega)/\) edustaa magneettikenttien LDO: ita, joiden \(D\) ja \(l\) ilmaisevat paikkaa ja fotonin polarisaatiosuuntaa. Periaatteessa LDO: t laskevat sekä paikallisen magneettikentän voimakkuuden että sähkömagneettisten moodien määrän yksikkötaajuutta ja tilavuusyksikköä kohti. Kerroin \(\kappa\) ilmaistaan muodossa \(\kappa =\frac{\gamma {m}_{\mathrm{s}}{V}_{\mathrm{s}}}{2\hslash {C}^{2}}\), jolloin \({m}_{\mathrm{s}}\) ja \({V}_{\mathrm{s}}\) ovat vastaavasti ladatun yig-pallon tyydyttynyt magnetointi ja tilavuus. Asennusparametriin \(R\) vaikuttavat pääasiassa ontelon suunnittelu ja kaapelin menetys mittauspiirissä.

edellä esitetyn teoreettisen analyysin perusteella huomaamme, että säteilyvaimennus on täsmälleen verrannollinen LDOS \({\rho }_{l}(D,\omega )\). Jotta säteily voidaan havaita hallitsevana kanavana Magnonin kulmamomentin siirrossa, tarvitaan sekä Magnonin pieni luontainen vaimennus että suuri viritettävä \(| {\rho }_{L}(D,\omega)/\). Seuraavassa kokeessa molemmat ehdot täyttyvät ottamalla käyttöön yig-pallon, jolla on alhainen Gilbert-vaimennus, ja muuttamalla fotonitilan tiheyttä virittämällä LDOS-suuruusluokkaa, LDOS-polarisaatiota ja globaalia ontelogeometriaa.

Magnon linewidth-Luonnehdinta

aaltoputkion keskitasoon Ladataan Erittäin kiillotettu YIG-pallo, jonka halkaisija on 1 mm. Ennen kuin uppoudut kokeellisiin havaintoihin, on opettavaista ymmärtää LDO: iden kaksiulotteinen (2D) tilajakauma keskitasossa, joka on numeerisesti simuloitu CST: llä (computer simulation technology) keskimmäisessä poikkileikkauksessa, joka voi hyvin toistaa \(| {s}_{21}|\), kuten kuvassa on esitetty. 1B.jatkuvien aaltojen (11,64 GHz) ja seisovan aallon (12,14 GHz) hot spots on spatiaalisesti erotettu, mikä tarjoaa mahdollisuuden ohjata LDO-suuruutta virittämällä asemat magneettisen näytteen sisällä onkalo.

ensimmäisessä kokoonpanossamme keskitymme paikalliseen sijaintiin d = 6,5 mm, kuten on merkitty kuvioon. 1b. tämä asema mahdollistaa magnon tila ei vain overlap18 kanssa seisovia aaltoja, mutta myös pari jatkuvia aaltoja. Mielenkiintoisempaa, kuten kuviossa olevat pikkukuvat osoittavat. 1b, LDO: t d = 6,5 mm on pieni määrä ontelon resonanssissa verrattuna jatkuvan aallon alueella oleviin. Tämä on päinvastainen LDOS lisälaite resonanssi perinteisen hyvin rajoittunut cavity29,35,36. Siksi Eq: n mukaan. (2), toisin kuin Magnonin linewidth lisälaite onteloresonanssissa aiemmissa teoksissa, odotamme erilaista linewidth kehitystä vaihtelemalla taajuutta, sekä pienempää linewidth at ontelon resonanssi \({\omega }_{\mathrm{C}}\) verrattuna että detuned taajuuksilla.

konkreettisesti magnon-viivanleveys voidaan mitata \ (|{s}_{21}/\) spektristä \(\omega\) – \(H\) – hajontakartalla. Mittauksessamme käytetään \(\Mu} _{0}h\)-suuntaista staattista magneettikenttää \(\hat {{\BF {x}}}\) Magnon−tilan taajuuden virittämiseksi (lähellä onteloresonanssia tai poispäin siitä), joka seuraa lineaarista hajontaa \({\omega} _{\mathrm {m}}=\gamma {\mu} _{0}(H+{h}_{\mathrm {a}})\), jossa \(\gamma =2\pi\,\ajat\, 28\) GHz T-1 ja \({\Mu} _{0} {h}_{\mathrm {a}}=192\) Gauss ominaisena anisotropiakenttänä. YIG-pallollamme kylläinen magnetointi on \({\mu }_{0}{m} _ {\mathrm{s}}\) = 0,175 T, ja Gilbertin vaimennus \(\alpha\) mitataan \(4.3\,\times\,1{0}^{-5}\) standardiaaltoputkilähetyksellä, johon on asennettu epähomogeeninen levennys \({\mu }_{0}\Delta {H} _ {0}\), joka on 0,19 Gaussia. Kun magnoniresonanssi \({\omega }_{\mathrm{m}}\) viritetään lähestymään onteloresonanssia \({\omega }_{\mathrm{C}}\), syntyy hybriditila, jossa on tyypillinen risteytymisen estävä dispersio kuten kuvassa. 1D.Rabi: n jakautumisesta voidaan löytää 16 MHz: n kytkentälujuus nollan detunointitilassa, mikä kertoo koherentin energian muuntumisesta Magnonin ja fotonin välillä. Tämä kytkentälujuus on suurempi kuin magnon linewidth mutta pienempi kuin ontelon linewidth (~100 MHz), mikä viittaa siihen, että järjestelmämme sijaitsee magneettisesti indusoidussa transparency (mit) – järjestelmässä eikä vahvassa kytkentäryhmässä18. Fotonitilan hajaantuminen mahdollistaa magnonsäteilyenergian toimittamisen avoimeen ympäristöön aaltoputkion kautta.

magnon linewidth (ts., half-width at half-maximum) on ominaista lineshape Sovitus \ (/{s}_{21} (H){| }^{2}\) joka saadaan mitatusta lähetyksestä kiinteällä taajuudella ja erilaisilla magneettikentillä. Tässä keskitytään \ (/{S} _ {21} (H){| }^{2}\) kolmella eri taajuudella, joista yksi on onteloresonanssissa \({\omega }_{\mathrm{C}}\) ja kaksi muuta valitaan jatkuvan aallon taajuuksilla \({\omega }_{\mathrm{C}}\) (11,64 GHz ja 12,64 GHz). Koska fotonin taajuus on viritetty jatkuvan aallon alueelta onteloresonanssiin \({\omega }_{\mathrm{C}}/2\pi\) = 12.14 GHz, havaitsemme, että rivimuoto \ (/{S} _ {21} (H){| }^{2}\) vaihtelee epäsymmetria symmetria, kuten kuvassa. 1e-g. nämä tulokset voidaan sovittaa hyvin (KS. kiinteät linjat Kuvassa. 1e-g), joka auttaa meitä tunnistamaan ilmeisen linewidth-vaimennuksen jatkuvan aallon alueelta (2.0/1.5 Gauss) ontelon resonanssiin (1.0 Gauss).

verrattaessa magnonilinjaleveyteen \({\mu }_{0}\Delta h\) detunoiduilla taajuuksilla magnonilinjaleveys osoittaa suhteellisen suppression ontelon resonanssissa eikä linjaleveyden parannusta tavanomaisessa kytketyssä magnonifotonijärjestelmässä cavity19, 43: ssa. Tällainen Magnon lineewidth tukahduttaminen laadullisesti seuraa LDOS suuruus, joka osoittaa myös määrän vähenemistä ontelon resonanssi. Tämä havainto laadullisesti vastaa teoreettista odotustamme Eq. (2). Seuraavissa alajaksoissa on tarpeen tutkia lineaarisen leveyden ja LDO: iden välistä suhdetta kvantitatiivisella tasolla sekä teoreettisen laskennan että kokeellisen verifioinnin avulla.

Magnon-säteily, jota ohjaa LDO-suuruus

tässä kohdassa säädetään Magnon-säteilyvaimennuksen kvantitatiivisesta säätelystä virittämällä LDO-suuruus laajakaistaisella taajuusalueella. Magneettikentän avaruudellinen vaihtelu aaltoputkistossamme mahdollistaa erilaisten LDO-spektrien toteutumisen yksinkertaisesti valitsemalla eri asentoja. Samanlainen kuin kokeelliset asetukset edellä osassa \(d\) = 6.5 mm, näytämme laajakaistanäkymä LDO polarisaatiota käyttämällä simulointi kuvitettu Fig. 2. Vaikka \({\rho }_{x} (\omega)\) Kuvassa. 2a osoittaa tyypillinen resonanssi käyttäytymistä, sen osuus magnon säteily on merkityksetön tässä mukaan tunnettu tosiasia, että vain fotonin polarisaatio, joka on kohtisuorassa ulkoiseen staattiseen magneettikenttään \(H\) ajaa Magnonin lineaarinen dynamiikka. Tätä tarkastelua seuraamalla simuloimme edelleen \({\rho }_{\perp}\) = \(\sqrt{{\Rho }_{y}^{2}+{\rho }_{z}^{2}}\), jolla on hallitseva ja tärkeä rooli Magnonin ja fotonin välisessä vuorovaikutuksessa, kuten kuvassa näytetään. 2b. \({\rho }_{\perp }(\omega)\) osoittaa notkahduksen ontelon resonanssissa suhteessa taajuuteen.

A, B simuloitu x-suuntainen LDOS (\({\Rho }_{x}\)) ja kohtisuora LDOS (\({\rho }_{\perp }\)) d = 6,5 mm. c mitattu linewidth-taajuus (\({\mu }_{0}\Delta h{\MBOX{-}}\Omega\)) relaatio (neliöinä) mallin laskettujen viivojen kanssa (vihreä viiva) pisteessä d = 6,5 mm. d, e simuloitu ldos \({\Rho }_{X}\) ja \({\Rho }_{\perp }\) pisteessä d = 0 mm. f mitattu linewidth-frekvenssi \({\Mu }_{0}\Delta h{\MBOX{-}}\Omega\) relaatio (neliöt) mallin laskettujen viivojen kanssa (vihreä viiva) pisteessä d = 0 mm. Mustat ympyrät ja viivat osoittavat mitatut ja asennettu luontainen linewidths, vastaavasti. g Magnon linewidth \({\mu } _ {0}\Delta h\) evolution with tuning positions for different frequencies, with circles and solid lines representing the mitattu magnon linewidth and the linewidth computed from LDO, respectively. Linjaleveyden virheet ovat pienempiä kuin symbolien koko.

on selvästi nähtävissä, että aaltoputken katkaisutilan tilan globaalin tiheyden lisääntymisen vuoksi jatkuvan aallon LDO: T muuttuvat yhä merkittävämmiksi, kun taajuutta vähennetään lähestymään katkaisutaajuutta (~9,5 GHz). Tätä ilmiötä voidaan pitää Van Hove-singulariteettivaikutuksena fotonien tilojen tiheydessä (KS.riippumaton havainto tavallisen suorakaiteen muotoisen aaltoputken kautta lisähuomautuksessa 2). Koska singulariteettivaikutus liittyy kytkettyyn magnon-fotonidynamiikkaan, voimme saada suuremman linewidth-vaimennuksen detunoidulla taajuusalueella, mikä aiheuttaa suhteellisen linewidth-vaimennuksen onteloresonanssissa. Toisin kuin linewidth lisälaite tyypillisistä Purcell vaikutuksia suljetussa ontelossa, tulokset on esitetty Fig. 2c tarjota uuden linewidth kehitysprosessi yli laajakaistayhteyden. Nämä tulokset saadaan lineshape sovitus kullakin taajuudella, virhe sovitus on pienempi kuin symboleja. Lisäksi, verrata meidän teoreettinen malli, teemme laskelmia käyttäen Eq. (2) kanssa \(\kappa R=4.0\ \kertaa \ 1{0}^{22}\,{{\mathrm{m}}}^{3}\,{{\mathrm{s}}}^{-2}\), jossa sovitus parametri määrä \(R \sim 0.8\). Se voidaan havaita Fig. 2c että mitattu \({\mu} _{0}\Delta h\) sopii hyvin teoreettisen mallimme laskennallisiin arvoihin. Tämä viittaa siihen, että linewidth on KOHERENTISTI säädelty LDO-suuruus ja osoittaa, että säteilytehon aiheuttama jatkuva aallot voi yksiselitteisesti ylittää aiheuttama seisovat aallot.

luodakseen eri LDO-magnitudin magnonisäteilyn virittämiseksi magneettinen pallo siirretään poikkileikkauksen keskelle arvolla \(d\) = 0 mm. simuloidut LDO: t \({\rho }_{x}\) ja \({\rho }_{\perp }\) on esitetty kuvassa. 2d, e vastaavasti. Efektiivinen LDOS \({\rho } _ {\perp}\) osoittaa parannusta onteloresonanssissa, mutta pienenee jatkuvan aallon alueella. Samoin kuin LDO-magnitudin taajuusriippuvuus, Magnon-linjaleveyden on havaittu voimistuvan onteloresonanssissa, mutta pienenevän jatkuvatoimisella aallonpituusalueella. Tämä Magnonin linjaleveyden ja LDO: iden välinen suhde todennetaan jälleen kvantitatiivisesti mittauksen ja Eq: n laskettujen tulosten välisen hyvän sopimuksen avulla. (2), kuten kuvassa. 2f. erityisesti jatkuvan aallon LDO: iden lähestyessä nollaa, LDO: iden säteilyvaimennus tulee siten huolimattoman pieneksi. Tällöin huomaamme, että magnon linewidth palaa täsmälleen luontaiseen vaimennukseensa \({\mu }_{0}\Delta {H}_{0}+\alpha \omega /\gamma\) mitattuna itsenäisellä standardiaaltoaallolla.

lopuksi yksityiskohtaisella tasolla jatkuvasti virittää suhde pysyvän / jatkuvan aallon LDO magnitudi, sijainti yig pallo siirretään missä \(d\) vaihtelee 0 ja 6,5 mm. tyypillisesti, kolmen eri taajuus detunings 0, -100, ja -440 MHz, meidän tulokset Fig. 2G näytä, että magnon linewidth voidaan ohjata lisälaite, tukahduttaminen, tai vähäinen vaihtelu asema riippuvuus. Kuten kuvassa. 2g, nämä tulokset osoittavat hyvää yhtäpitävyyttä teoreettisen laskelman kanssa, mikä viittaa siihen, että magnon-linjaleveyttä voidaan ohjata tarvittaessa virittämällä LDO-suuruus. Lisäksi magnonsäteilyn fotoniemissiotehokkuutta voidaan periaatteessa parantaa merkittävästi suuremmalla magneettisella pallolla ja aaltoputkella, jossa on pienempi poikkileikkaus. Esimerkiksi magneettinen pallo, jonka halkaisija on 2 mm ja aaltoputki, jonka säde on puolet, tehostaisi säteilynopeutta 16-kertaisesti (lisähuomautus 1).

LDOS-polarisaatiolla ohjattu Magnon-säteily

osoitettuamme Magnon-säteilyvaimennuksen \({\mu }_{0}\Delta h\) ja LDOS-magnitudin välisen suhteen, haluaisimme tässä esitellä LDOS-polarisaation uutena vapausasteena Magnon-säteilyn hallitsemiseksi. Kokeessamme asettamalla yig-pallon arvoon \(d\) = 2.3 mm, efektiivisen LDOS-polarisaation \({\rho }_{\perp }\) hallinta magneettisen pallon ympärillä voidaan saavuttaa yksinkertaisesti muuttamalla ulkoisen staattisen magneettikentän \(H\) suuntaa suhteellisella kulmalla \(\varphi\) \(\hat{{\BF{x}}}\)-suuntaan kuten kuvassa. 3a. huomaa, että verrattuna monimutkaiseen toimintaan, jossa yig-pallon sijainti vaihteli ontelon sisällä, tässä LDO: ta ohjattiin jatkuvasti laajalla alueella yksinkertaisesti pyörittämällä staattisen magneettikentän suuntaa. Fotonien LDO: iden ortogonaalisen hajoamisen perusteella \({\rho }_{\perp }\) simuloidaan kolmelle tyypilliselle kulmalle, eli \(\varphi\) = 0°, 45° ja 90°, kuten kuvassa esitetään. 3b. suhteellisessa kulmassa \(\varphi ={0}^{\circ}\), jossa \(h\) on täsmälleen \(\hat{{\BF{x}}}\)-suunnassa, LDO: ta hallitsee seisova aaltokomponentti, joka voisi tarjota suurimman kytkennän Magnon-moodiin onteloresonanssissa. Kun suhteellinen kulma \(\varphi\) lähestyy 90°, jatkuvat aallot tulevat yhä hallitsevammaksi niiden osuudessa LDO: issa, aiheuttaen LDO: iden huipun notkahduksen resonanssitaajuuden \({\omega }_{\mathrm{C}}\) ympärillä Kuvassa. 3b.

kaavio ulkoisen magneettikentän virityssuunnasta \(H\) suhteessa \(\hat{{\BF{x}}}\)-suuntaan aaltoputken poikkileikkauksen tasossa. b simuloitu fotonin LDOS kohtisuorassa ulkoiseen magneettikenttään \(H\) suhteellisilla kulmilla \(\varphi = {0}^{\circ }\), \(4{5}^{\circ }\), ja \(9{0}^{\circ }\). c mitattu magnon linewidth spectra eli \({\mu }_{0}\Delta H{\mbox { – }}\omega\) relaatio (neliöt) ja lasketut tulokset (kiinteät viivat) eri kulmille \(\varphi ={0}^{\circ }\), \(4{5}^{\circ }\), ja \(9{0}^{\circ }\). Linjaleveyden virheet ovat pienempiä kuin symbolien koko.

näin ollen saamme kokeessamme magnon-lineaarisen parannuksen kohdassa \(\varphi ={0}^{\circ}\), kuten kuvassa on esitetty. 3C punaisilla neliöillä. Koska suhteellinen kulma \(\varphi\) on viritetty kohti 90°, näin ennakoimme ja todellakin saada linewidth vaimennus onkalo resonanssi näkyy sininen neliöt, osoittaa hyvä yhtäpitävä linewidth skaalaus \({\rho }_{\perp}\) Eq. (2). Teoreettisesti laskettu riviväli \({\mu }_{0}\Delta h\) piirretään jokaiselle \(\varphi\) Kuvassa. 3c, jossa \(\kappa r\) on edellisen alajakson mukainen. Kokeellisten ja teoreettisten löydösten välinen hyvä yhtymäkohta viittaa magnonsäteilyn joustavaan hallintaan LDO-polarisaation avulla. Lisäksi, kun 2D-tason \(H\) – ja LDO-polarisaation välisen suhteellisen kulman virittämistä ei rajoiteta, magnon-säteilytekniikan toteuttaminen voi lisääntyä osoittamalla \(H\) mielivaltaiseen suuntaan koko 3D-avaruudessa.

ontelogeometrialla ohjattu Magnon-säteily

laitteemme avulla voimme virittää LDO: n suuruuden ja polarisaation yhteen yksinkertaisesti kiertämällä suhteellista kulmaa \(\theta\) kahden transition33 eli ympyränmuotoisen aaltoputkistomme globaalia geometriaa. Tämä lähestymistapa voi vahvistaa ja rikastuttaa havaintojamme siitä, että sama Magnonin harmoninen tila säteilee eri määrän energiaa ympäröivästä fotoniympäristöstä riippuen. Tässä alajaksossa lisäämme pyörivän osan ontelon keskitasoon, jotta suhteellinen kulma \(\theta\) kahden siirtymän välillä voidaan säätää sujuvasti. Virittämällä kulma \(\theta\) 45°: sta 5°, järjestelmämme osoittaa merkittävän muutoksen fotonilähetyksessä kuten kuvassa. 4a, johon liittyy merkittäviä parannuksia ontelon laatukertoimessa ja valtioiden maailmanlaajuisessa tiheydessä44,45. Lisäksi ontelon resonanssi näyttää punasiirtymä 11,79 GHz, koska kasvu ontelon pituus. YIG-pallo sijoitetaan ontelon poikkileikkauksen keskipisteeseen D = 6 mm, ja ulkoinen magneettikenttä kohdistetaan \(\hat{{\BF{x}}}\)-suuntaan. Nämä koeolosuhteet tarjoavat vakaan magnon-fotonikytkennän lujuuden, kun \(\theta\) on viritetty, kuten lähes muuttumaton moodijako kuviossa osoittaa. 4b.

a Onkalotilan siirtoprofiili kierrettäessä suhteellista kulmaa \(\theta\). b Rabi jakaa spektrejä eri kulmille \(\theta\). C simuloidut LDO: t (fotonitilojen paikallinen tiheys) \({\rho }_{\perp }\) eri \(\theta\). d mitattu magnon linewidth spectra (\({\mu }_{0}\Delta H{\mbox { – }}\omega\) relaatio), kun viritetään suhteellinen kulma \(\theta\). e, f osoittaa teoreettisten tulosten ja mittausten vertailun 11,79 GHz: n onteloresonanssilla (e) ja 11,45 GHz: n jatkuvan aallon taajuudella (f). Katkoviivat ovat yig-pallon (Yttrium iron garnet) sisäisiä linjalevyjä. Linjaleveyden virheet ovat pienempiä kuin symbolien koko.

hybridijärjestelmämme mahdollistaa nyt helposti ontelogeometrialla ohjatun magnonsäteilyn tutkimisen. Erityisesti suhteellisen kulman \(\theta\) virittäminen 45°: sta 5°: seen johtaa fotonitilojen uudelleenjakautumiseen ontelossa, mikä parantaa huomattavasti ontelon resonanssin lähellä olevia LDO: ita ja mahdollistaa jatkuvan aallon LDO: iden ohjaamisen päinvastaisella tavalla, kuten simuloitu LDO \({\rho }_{\perp }\) kuvassa osoittaa. 4c. Teoreettisen mallin perusteella oletamme, että magnon linewidth voi kvantitatiivisesti seurata geometriaohjattua LDOS \({\rho }_{\perp }\). Tulokset mittauksista eri \(\theta\) on esitetty kuvassa. 4d, ja saamme linewidth \({\mu }_{0}\Delta h\) vastaavalla tavalla kuin simuloitu LDO \({\rho }_{\perp}\). Kuten käy ilmi Fig. 4e, f, huomaamme, että linewidth on hyvin toistettu meidän teoreettinen malli \(\kappa r\) säädetty \(4.3\,\times\,1{0}^{22}\,{{\mathrm{m}}}^{3}{{\mathrm{s}}}^{-2}\). Tuning LDO kautta suhteellinen kulma \(\theta\), kokeellinen linewidth on parannettu 20-kertainen onkalo resonanssi verrattuna luontainen vaimennus Magnonin, kuten havainnollistetaan dashed linjat.