fotonállapotok felépítése

a fotonállapotok által vezérelt magnon sugárzási csillapítás tisztázása érdekében először bemutatjuk a helyi elektromágneses környezetet a kör alakú hullámvezető üreg belsejében, az ábrán látható módon. 1a. ez a hullámvezető egy 16 mm átmérőjű kör alakú hullámvezetőből és két átmenetből áll mindkét végén, amelyeket \(\theta szög forgat\) = \(4{5}^{\kör }\). A két átmenet simán átalakíthatja a téglalap alakú port TE10 módját egy kör alakú hullámvezető TE11 módjává, és fordítva. Pontosabban, a mikrohullámok polarizált a \(\hat {{\BF{x}}}\) – és \(\hat {{\bf{x}}}^{\prime}\)-irányban teljesen tükröződik a végén a kör alakú hullámvezető, alkotó állóhullámok körül meghatározott mikrohullámú frekvenciák. Ezzel szemben a \(\hat{{\BF{y}}}\)- és \(\hat{{\bf{y}}}^{\prime}\)-irányokban polarizált mikrohullámok áthaladhatnak az átmeneteken, ezért az utazó hullámok folytonosságát alkotják. Ezért eszközünkben az állóhullámok bizonyos hullámvektorok vagy frekvenciák körül alakulhatnak ki,amelyek a folytonos hullám hátterén vannak egymásra helyezve33, 34. A folyamatos hullámok segítik az információ átadását egy nyitott rendszerbe, az állóhullámok pedig biztosítják az üreget alkotó összetevőt-a magnon polaritont. Így, szemben a hagyományos, jól zárt, diszkrét üzemmódú üreggel, körkörös hullámvezető üregünk lehetővé teszi számunkra, hogy folyamatos üzemmódokat adjunk hozzá a fotonikus szerkezet módosításához33.

a kapcsolt magnon–foton rendszer kísérleti beállítása egy kör alakú hullámvezető üregben. B átviteli együttható \(| {s}_{21}|\) a mérésből (körök) és a szimulációból (folytonos vonalak), a betétek normalizált LDOS eloszlást mutatnak az álló hullámú rezonancia számára 12,14 GHz-en és a folyamatos hullám 11,64 GHz-en. A színsáv a normalizált LDOS skáláját mutatja tetszőleges egységgel. c azáltal, hogy a magnon módot foton üzemmóddal kapcsoljuk össze egy hullámvezető üregben, a magnon sugárzási csillapítása lehet a domináns energiaeloszlási csatorna a belső csillapításához képest. d mért amplitúdója az átviteli együttható \ (/{s} _ {21}/\) függvényében a torzítás mágneses mező. Az átkelésgátló diszperzió egyértelműen megfigyelhető a kapcsolt magnon-foton állapotoknál. Az átviteli együtthatók négyzetes amplitúdói (\(/{s} _ {21} (H){| }^{2}\)) rögzített 11,64 GHz (e), 12,14 GHz (f) és 12 frekvencián jelennek meg.64 GHz (g), az x tengely eltolásával \({H}_{\mathrm{m}}\) az elfogult statikus mágneses mező a magnon rezonanciánál. A négyzetek a mért \(| {s}_{21} (H){| }^{2}\) spectra, és a folytonos vonal a lineshape fit képviseli a reprodukált kísérleti eredményeket. Ezen az ábrán a kísérleti hibák kisebbek, mint a szimbólumméretek.

készülékünk üzemmódjait mikrohullámú átvitel jellemzi, vektorhálózati analizátor (VNA) segítségével az 1.és 2. port között. Álló hullámú vagy “üreges” rezonancia mód \({\omega }_{\mathrm{c}}/2\pi\) = 12,14 GHz-en egyértelműen kiderül \({S}_{21}\) \(9\ \alkalommal betöltött csillapítási tényezővel \ 1{0}^{-3}\), amint azt az ábrán látható kék körök szemléltetik. 1b. az átviteli spektrumban a hullámvezetőbe zárt állóhullámok az átviteli spektrum csökkenését okozzák az üreg rezonanciáján33. Az utazó folyamatos hullámok, amelyek fotonokat szállítanak a portokból 1 nak nek 2 hozzájárul a nagy átvitelhez közel 1. Mivel a folyamatos hullámok nem elhanyagolhatóak a készülékünkben, a foton üzemmódokat nem lehet egyetlen harmonikus oszcillátorral leírni,amint azt a korábbi munkák14,16,17,18, 19. Ezért a hullámvezető üregünkben lévő elektromágneses mezőket nagyszámú harmonikus mód írja le37,38,39 széles frekvenciatartományban, és mindegyik módnak van egy bizonyos kapcsolási szilárdsága a magnon üzemmóddal.

A Fano-Anderson Hamiltonian leírja a magnon és a foton módok közötti kölcsönhatást az Eq által megadott módon. (1)11,37:

ahol \({\hat{m}}^{\Dagger }\) (\(\hat{m}\)) a Magnon létrehozása (megsemmisítés) operátora kittel módban frekvenciával \({\Omega }_{\mathrm{m}}\), \({\hat{a}}_{{K}_{z}}^{\Dagger }\) (\({\hat{a}}_{{k}_{z}}\)) jelöli a fotont üzemeltető a hullámvektor \ ({k} _ {z}\) és frekvencia \({\omega }_{{k}_{z}}\), és \({g}_{{k}_{z}}\) képviseli a megfelelő kapcsolási erőt a magnon és a mikrohullámú foton módok között. A magnon Kittel módot egyetlen harmonikus oszcillátorként jelenítjük meg az Eq-ban. (1). A magnon és a foton üzemmódok belső csillapítással rendelkeznek, amely egy inherens tulajdonságból származik,de üregünk koherens kapcsolást hoz létre közöttük.24,25, 26, amint az ábrán vázlatosan látható. 1c.

a Magnon mód és a foton mód közötti koherens kapcsolat miatt a gerjesztett magnon energiája a mágneses szférától távol eső fotonok felé sugárzik. Ez a jelenség úgy képzelhető el, mint egy magnon” autoionizációja ” a terjedő folyamatos állapotba, amely indukálja a magnon fotonemisszióját,és ezért van magnon sugárzási csillapítás40, 41. A fotonállapotok által kiváltott ilyen” kiegészítő ” magnon-disszipáció szigorúan kiszámítható a magnon Green függvényének önenergiájának képzeletbeli részével, amelyet \(\Delta {e}_{\mathrm{m}}={\delta }_{\mathrm{m}}+\frac{\pi }{\hslash }| \hslash g(\omega ){| }^{2}D(\omega)\) kifejezéssel fejeznek ki. Itt \({\delta } _ {\mathrm{m}}\) a magnon-mód belső disszipációs sebessége, \(D(\omega)\) pedig az egész üreg állapotainak globális sűrűségét jelenti, amely a frekvenciaintervallumonkénti üzemmódok számának számítása. Megjegyezzük, hogy a fenti sugárzási csillapítás akkor jön létre, amikor a héjon belüli közelítés érvényes, ha a magnon energiaeltolódása (tíz-száz MHz) sokkal kisebb, mint a frekvenciája (több GHz). A magnon szélesedésének további meghatározásával a mágneses mező \(\Delta E=\hslash \gamma {\mu }_{0}\Delta H\), a magnon vonalszélessége kifejezhető Eq. 2 (Kiegészítő Megjegyzés 1)

ahol \(\Gamma\) A giromágneses Arány modulusa, \({\mu }_{0}\) pedig a vákuumáteresztő képességet jelöli. Az Eq. (2), az első két kifejezés a magnon inherens csillapításával kapcsolatos vonalszélességet képviseli, amelyben \({\mu }_{0}\Delta {H}_{0}\) és \(\alpha \omega /\gamma\) a nulla frekvencián történő inhomogén kiszélesedésből származik42 illetve a belső Gilbert csillapítás. Az utolsó kifejezés a fotonállapotok által kiváltott sugárzási csillapítást írja le, amelyben \ (/{\rho } _ {l} (d,\omega )|\) a mágneses mezők LDO-ját képviseli, \(d\) és \(l\) jelöli a pozíciót, illetve a foton polarizációs irányt. Alapvetően az LDOS számolja mind a helyi mágneses tér erősségét, mind az elektromágneses üzemmódok számát egységnyi frekvenciánként és egységnyi térfogatonként. A \(\kappa\) együtthatót a következőképpen fejezzük ki: \(\kappa =\frac{\gamma {M}_{\mathrm{s}}{V}_{\mathrm{s}}}{2\hslash {c}^{2}}\), \({m}_{\mathrm{s}}\) és \({v}_{\mathrm{s}}\) a betöltött yig gömb telített mágnesezettsége, illetve térfogata. A \(R\) illesztési paramétert elsősorban az üreg kialakítása és a mérőkör kábelvesztesége befolyásolja.

a fenti elméleti elemzés alapján megállapítottuk, hogy a sugárcsillapítás pontosan arányos az LDOS \({\rho }_{l}(d,\omega)\) értékekkel. A sugárzás mint domináns csatorna megfigyeléséhez a magnon szögimpulzus átviteléhez mind a magnon alacsony inherens csillapítása, mind a nagy hangolható \(| {\rho }_{l}(d,\omega )|\) szükséges. A következő kísérletben mindkét feltétel teljesül egy alacsony Gilbert-csillapítású YIG gömb bevezetésével, valamint a foton mód sűrűségének módosításával az LDOS-nagyság, az LDOS-polarizáció és a globális üreggeometria beállításával.

Magnon vonalszélesség jellemzése

egy erősen polírozott, 1 mm átmérőjű YIG gömb kerül betöltésre a hullámvezető üreg középső síkjába. Mielőtt belemerülne a kísérleti megfigyelésekbe, tanulságos megérteni az LDOS kétdimenziós (2D) térbeli eloszlását a középső síkban, amelyet számszerűen szimulál a CST (számítógépes szimulációs technológia) a középső keresztmetszetben, amely jól reprodukálható \(| {s}_{21}|\), amint azt az ábra mutatja. 1b.a folyamatos hullámok (11,64 GHz) és az állóhullámok (12,14 GHz) forró pontjai térben elkülönülnek egymástól, lehetővé téve az LDOS nagyságának szabályozását a Mágneses Minta üregen belüli helyzetének beállításával.

az első konfigurációnkban a helyi pozícióra koncentrálunk d = 6,5 mm-rel, amint az ábrán látható. 1b. ez a pozíció lehetővé teszi, hogy a magnon üzemmód ne csak átfedje18 az állóhullámokkal, hanem a folyamatos hullámokhoz is kapcsolódjon. Még érdekesebb, amint azt a betétek ábrán. 1b, A D = 6,5 mm-es LDOS mennyisége kicsi az üregrezonanciánál, összehasonlítva a folyamatos hullámtartományban lévőkkel. Ez ellentétes az LDOS javításával a rezonanciánál egy hagyományos, jól zárt üregben29, 35, 36. Ezért az Eq szerint. (2), ellentétben a korábbi munkákban az üregrezonancia magnoni vonalszélességének növelésével, a frekvencia változtatásával más vonalszélességet várunk el, valamint egy kisebb vonalszélességet az üregrezonancia \({\omega }_{\mathrm{c}}\) esetén, összehasonlítva a hangolt frekvenciákkal.

konkrétan a magnon vonalszélessége mérhető a\ (|{s}_{21}/\) spektrumok egy \(\omega\)-\ (H\) diszperziós térképen. Mérésünk során egy statikus mágneses mezőt \({\mu }_{0}H\) alkalmazunk a \(\hat{{\bf{x}}}\)-irány mentén a magnon mód frekvenciájának hangolására (az üreg rezonanciájához közel vagy attól távol), amely lineáris diszperziót követ \({\omega }_{\mathrm{m}}=\gamma {\mu }_{0}(H+{H}_{\mathrm{a}})\), \(\gamma =2\pi\,\times\,28\) GHz t−1 és \({\mu }_{0}{h}_{\mathrm{a}}=192\) Gauss mint a specifikus anizotrópia mező. YIG gömbünk esetében a telített mágnesezés \ ({\mu } _ {0}{M} _ {\mathrm{s}}\) = 0,175 T, a Gilbert csillapítás \(\alpha\) értéke pedig \(4.3\, \ alkalommal\,1{0}^{-5}\) szabványos hullámvezető átvitel a felszerelt inhomogén szélesítéssel \({\mu } _ {0} \ Delta {H} _ {0}\) egyenlő 0,19 Gauss. Amint a magnon rezonancia \({\omega }_{\mathrm{m}}\) úgy van beállítva, hogy megközelítse az üreg rezonanciáját \({\omega }_{\mathrm{c}}\), hibrid állapot jön létre a tipikus keresztezésgátló diszperzióval, amint az ábrán látható. 1d. a Rabi hasításból 16 MHz-es kapcsolási erősség található nulla detuning állapotban, ami a Magnon és a foton közötti koherens energiaátalakulást jelzi. Ez a kapcsolási szilárdság nagyobb, mint a magnon vonalszélessége, de kisebb, mint az üreg vonalszélessége (~100 MHz), ami arra utal, hogy rendszerünk a mágnesesen indukált átlátszóság (MIT) rendszer, nem pedig az erős kapcsolási rendszer18. A foton mód disszipációja lehetővé teszi a Magnon sugárzási energia szállítását a nyílt környezetbe a hullámvezető üregén keresztül.

a magnoni vonalszélesség (pl., félszélesség félig maximumnál) vonal alakú illesztése jellemzi \ (/{s} _ {21} (H){| }^{2}\) ezt a rögzített frekvencián mért átvitelből és különböző mágneses mezőkből nyerik. Itt a \ (/{s} _ {21} (H){| }^{2}\) három különböző frekvencián, az egyik az üregrezonancián \({\omega } _ {\mathrm{c}}\), a másik kettő pedig folyamatos hullámú frekvenciákon \({\omega }_{\mathrm{c}}\) (11,64, illetve 12,64 GHz). Mivel a fotonfrekvencia a folyamatos hullámtartományból az üregrezonanciára van hangolva \({\omega } _ {\mathrm{c}}/2 \ pi\) = 12.14 GHz, megfigyeljük, hogy a \(| {s}_{21} (H){| }^{2}\) az aszimmetriától a szimmetriáig változik, amint az az ábrán látható. 1e-g. ezek az eredmények jól illeszthetők (lásd a folytonos vonalakat az ábrán. 1e-g), amely segít azonosítani a nyilvánvaló vonalszélesség-elnyomást a folytonos hullámtartománytól (2,0/1,5 Gauss) az üregrezonanciáig (1,0 Gauss).

ha összehasonlítjuk a magnon vonalszélesség \({\mu }_{0}\Delta H\) hangolt frekvenciákon, a magnon vonalszélesség relatív elnyomást mutat az üreg rezonanciáján,nem pedig a vonalszélesség fokozását egy hagyományos kapcsolt magnon–foton rendszerben az üregben19, 43. A magnon vonalszélességének ilyen elnyomása minőségileg követi az LDOS nagyságát, amely szintén az üregrezonancia mennyiségének csökkenését mutatja. Ez a megállapítás minőségileg megegyezik az EQ elméleti elvárásaival. (2). A következő alfejezetekben a vonalszélesség és az LDOS közötti kapcsolatot kvantitatív szinten kell tanulmányozni mind elméleti számítás, mind kísérleti ellenőrzés alkalmazásával.

LDOS nagyságrendű Magnon sugárzás

ebben az alszakaszban a magnon sugárzási csillapításának kvantitatív szabályozását nyújtjuk az LDOS nagyságának szélessávú frekvenciatartományra történő hangolásával. A mágneses mező térbeli változása a hullámvezető üregünkben lehetővé teszi számunkra, hogy különböző LDOS spektrumokat valósítsunk meg egyszerűen különböző pozíciók kiválasztásával. A fenti szakasz \(d\) = 6,5 mm-es kísérleti beállításaihoz hasonlóan az LDOS szélessávú nézetét jelenítjük meg a polarizációhoz az ábrán bemutatott szimuláció segítségével. 2. Bár \({\rho }_{x} (\omega)\) ábrán. A 2A tipikus rezonancia viselkedést mutat, hozzájárulása a magnon sugárzáshoz itt elhanyagolható annak a jól ismert ténynek megfelelően, hogy csak a külső statikus mágneses mezőre merőleges fotonpolarizáció hajtja a magnon lineáris dinamikáját. Ezt a megfontolást követve tovább szimuláljuk \({\rho }_{\perp }\) = \(\sqrt{{\rho }_{y}^{2}+{\rho }_{z}^{2}}\), amely domináns és fontos szerepet játszik a magnon–foton kölcsönhatásban, amint az ábrán látható. 2b. \({\rho } _ {\perp } (\omega)\) az üreg rezonanciájának mélyedését mutatja a frekvenciához képest.

A, B szimulált X irányú LDOS (\({\rho }_{x}\)) és merőleges LDOS (\({\rho }_{\perp }\)) d = 6,5 mm-en. C mért vonalszélesség-frekvencia (\({\mu }_{0}\Delta h{\MBOX{-}}\omega\)) reláció (négyzetekben ábrázolva) a modell számított vonalaival (zöld vonal) d = 6,5 mm-nél. d, e szimulált ldos \({\Rho} _{\perp}\) D = 0 mm-nél.f mért vonalszélesség-frekvencia \({\mu} _{0} \ Delta h {\MBOX { – }} \Omega\) reláció (négyzetek) a modell számított vonalaival (zöld vonal) D = 0 mm-nél. Fekete körök és vonalak jelzik a mért és az illesztett belső vonalszélességet. g Magnon vonalszélesség \({\mu }_{0}\Delta H\) evolúció különböző frekvenciák hangolási pozícióival, körökkel és folytonos vonalakkal, amelyek a mért magnon vonalszélességet, illetve az LDOS-ból kiszámított vonalszélességet képviselik. A vonalszélesség hibái kisebbek, mint a szimbólumok mérete.

világosan látható, hogy a hullámvezető üzemmód-kikapcsolásakor az állapotok globális sűrűségének növekedése miatt a folyamatos hullámú LDOS egyre jelentősebb lesz, amikor a frekvenciát csökkentik a határfrekvencia megközelítéséhez (~9,5 GHz). Ez a jelenség a Van Hove szingularitás hatás a fotonok állapotainak sűrűségében (lásd független megfigyelés standard téglalap alakú hullámvezetőn keresztül a 2.Kiegészítő megjegyzésben). Mivel a szingularitáshatás részt vesz a kapcsolt magnon–foton dinamikában, nagyobb vonalszélességet érhetünk el a hangolt frekvenciatartományban, ami relatív vonalszélesség-elnyomást okoz az üregrezonanciánál. Ellentétben a zárt üregben a tipikus Purcell-effektusok vonalszélességének növelésével, az ábrán látható eredmények. A 2C új vonalszélességű evolúciós folyamatot biztosít szélessávú tartományban. Ezeket az eredményeket az egyes frekvenciákon a vonalalak illesztéséből kapjuk, az illesztési hiba kisebb, mint a szimbólumok. Továbbá, hogy összehasonlítsuk elméleti modellünkkel, számításokat végzünk az Eq segítségével. (2) \(\kappa R=4,0 \ \ alkalommal \ 1{0}^{22}\,{{\mathrm{m}}}^{3}\,{{\mathrm{s}}}^{-2}\), ahol az illesztési paraméter mennyisége \(R \ sim 0.8\). Ábrán látható. 2c, hogy a mért \ ({\mu }_{0}\Delta H\) jól egyezik az elméleti modellünk kiszámított értékeivel. Ez azt sugallja, hogy a vonalszélességet koherens módon szabályozza az LDOS nagysága, és azt mutatja, hogy a folyamatos hullámok által indukált sugárzási teljesítménykibocsátás egyértelműen meghaladhatja az állóhullámok által indukált értéket.

ahhoz, hogy a magnon sugárzás hangolásához egy másik LDOS-nagyságot hozzunk létre, a mágneses gömböt a keresztmetszet középpontjába helyezzük \(d\) = 0 mm-rel. a szimulált LDOS \({\rho }_{x}\) és \({\rho }_{\perp }\) ábrákat szemléltetjük. 2d, e, ill. Az effektív LDOS \({\rho }_{\perp }\) az üregrezonancia javulását mutatja, de a folytonos hullámtartományban csökken. Az LDOS nagyságrend frekvenciafüggéséhez hasonlóan megfigyelhető, hogy a magnon vonalszélessége fokozódik az üreg rezonanciáján, de a folyamatos hullámtartományban csökkent. A magnon vonalszélesség és az LDOS közötti összefüggést ismét kvantitatív módon igazolja a mérés és az EQ számított eredményei közötti jó egyetértés. (2), amint az ábrán látható. 2f. különösen, amikor a folytonos hullámú LDOS megközelíti a nullát, az LDOS sugárzási csillapítása ezáltal elhanyagolhatóan kicsi lesz. Ebben az esetben azt találjuk, hogy a magnon vonalszélessége pontosan visszatér a belső csillapításához \({\mu }_{0}\Delta {H}_{0}+\alpha \omega /\gamma\) független standard hullámvezetőben mérve.

végül, részletes szinten, az álló/folytonos hullámú LDOS magnitúdó arányának folyamatos hangolásához a YIG gömb helyzetét mozgatjuk, ahol \(d\) 0 és 6,5 mm között változik. jellemzően a három különböző frekvenciájú detunálásnál 0, -100 és -440 MHz-en, eredményeink az ábrán. A 2G azt mutatja, hogy a magnon vonalszélessége szabályozható a helyzetfüggőség fokozásával, elnyomásával vagy elhanyagolható változásával. Amint az ábrán látható. 2g, ezek az eredmények jó egyezést mutatnak az elméleti számítással, ami arra utal, hogy a magnon vonalszélessége igény szerint szabályozható az LDOS nagyságának hangolásával. Ezenkívül a magnon sugárzás fotonemissziós hatékonysága elvileg jelentősen növelhető egy nagyobb mágneses gömb és egy kisebb keresztmetszetű hullámvezető segítségével. Például egy 2 mm átmérőjű mágneses gömb és egy fél sugarú hullámvezető 16-szorosára növelné a sugárzási sebességet (1.kiegészítő megjegyzés).

LDOS polarizációval vezérelt Magnon sugárzás

miután megmutattuk a kapcsolatot a magnon sugárzási csillapítás \({\mu }_{0}\Delta H\) és az LDOS magnitúdó között, itt szeretnénk bevezetni az LDOS polarizációt, mint a magnon sugárzás szabályozásának új szabadsági fokát. Kísérletünkben úgy, hogy a YIG gömböt \(d\) = 2-re helyezzük.3 mm, a hatékony LDOS polarizáció \ ({\rho } _ {\perp}\) vezérlése a mágneses gömb körül egyszerűen úgy érhető el, hogy a külső statikus mágneses mező \(H\) irányát relatív szöggel \(\varphi\) a \(\hat{{\bf{x}}}\) irányba változtatjuk az ábrán látható módon. 3a. Felhívjuk figyelmét, hogy a yig gömb üregen belüli helyzetének megváltoztatásával végzett bonyolult művelethez képest itt az LDOS-t folyamatosan nagy tartományban vezérelték, egyszerűen a statikus mágneses mező tájolásának elforgatásával. A fotonok LDOS-jának ortogonális bomlása alapján a \({\Rho }_{\perp }\) három tipikus szögre szimulálódik, azaz \(\varphi\) = 0, 45, és 90, amint az ábrán látható. 3b. a relatív szög \(\varphi ={0}^{\circ }\), ahol \(H\) pontosan a \(\hat{{\bf{x}}}\) irányban van, az LDOS-t az állóhullámú komponens uralja, amely a legnagyobb kapcsolást biztosíthatja a magnon móddal az üregrezonanciánál. Ahogy a relatív szög \(\varphi\) megközelíti a 90 xhamsteret, a folytonos hullámok egyre dominánsabbá válnak az LDOS-hoz való hozzájárulásukban, ami az LDOS csúcs-dip flipjét okozza a rezonancia frekvencia körül \({\omega }_{\mathrm{c}}\) ábrán. 3b.

a külső mágneses mező tájolásának vázlata \(H\) a hullámvezető keresztmetszetének síkjában lévő \(\hat{{\bf{x}}}\) irányhoz viszonyítva. B szimulált foton LDOS merőleges a külső mágneses mezőre \(H\) \(\varphi ={0}^{\circ relatív szögekkel }\), \(4{5}^{\circ}\) és \(9{0}^{\circ }\). C mért magnon vonalszélességű spektrumok, azaz \({\mu }_{0}\Delta H{\mbox{-}}\omega\) reláció (négyzetek) és számított eredmények (folytonos vonalak) a \(\varphi ={0}^{\circ különböző szögeire }\), \(4{5}^{\circ}\) és \(9{0}^{\circ }\). A vonalszélesség hibái kisebbek, mint a szimbólumok mérete.

ennek megfelelően kísérletünkben egy magnon vonalszélességet növelünk a \(\varphi ={0}^{\circ }\) ábrán látható módon. 3C piros négyzetekkel. Mivel a relatív szög \(\varphi\) 90 MHz-re van hangolva, ezáltal előre jelezzük és valóban megkapjuk a vonalszélesség-elnyomást a kék négyzetekkel ábrázolt üregrezonancia mellett, ami jó egyezést mutat a \({\rho }_{\perp}\) vonalszélesség-skálázásával az Eq-ban. (2). Az elméletileg kiszámított vonalszélességet \({\mu }_{0}\Delta H\) ábrázoljuk minden \(\varphi\) ábrán. 3c \ (\kappa R\) az előző alszakasznak megfelelően. A kísérleti és elméleti eredmények közötti jó egyetértés azt sugallja, hogy a magnon-sugárzás LDOS-polarizációval rugalmasan szabályozható. Továbbá, ha nem korlátozzuk a \(H\) és az LDOS polarizáció közötti relatív szög hangolását a 2D síkban, megnövekedhet a magnon sugárzástechnika megvalósításának lehetősége azáltal, hogy \(H\) tetszőleges irányba mutat az egész 3D térben.

üreggeometria által vezérelt Magnon sugárzás

készülékünk lehetővé teszi számunkra, hogy az LDOS nagyságát és polarizációját egyszerűen a két átmenet közötti relatív szög elforgatásával állítsuk össze33, azaz kör alakú hullámvezető üregünk globális geometriáját. Ez a megközelítés igazolhatja és gazdagíthatja megfigyeléseinket, hogy ugyanaz a magnon harmonikus üzemmód a környező foton környezettől függően eltérő mennyiségű energiát sugároz. Ebben az alszakaszban egy forgó részt helyezünk az üreg középső síkjába, hogy a két átmenet közötti relatív szög \(\theta\) simán beállítható legyen. A \(\theta\) szög 45-ről 5-re történő hangolásával rendszerünk jelentős változást mutat a fotonátvitelben, amint azt az ábra szemlélteti. 4a,amelyet az üregek minőségi tényezőjének és az állapotok globális sűrűségének jelentős fejlesztései kísérnek44, 45. Ezenkívül az üregrezonancia vöröseltolódást mutat 11,79 GHz-re az üreg hosszának növekedése miatt. A yig gömböt az üreg keresztmetszetének középpontjába helyezzük d = 6 mm-rel, a külső mágneses mezőt pedig \(\hat{{\bf{x}}}\) irányban alkalmazzuk. Ezek a kísérleti körülmények stabil magnon–foton kapcsolási szilárdságot biztosítanak \(\theta\) hangoláskor, amint azt a szinte változatlan üzemmód felosztása mutatja. 4b.

üreges üzemmódú átviteli profil a relatív szög elforgatásakor \(\theta\). b Rabi hasító spektrumok különböző szögekhez \(\theta\). C szimulált LDOS (fotonállapotok helyi sűrűsége) \({\rho }_{\perp }\) különböző \(\theta\). D mért magnon vonalszélesség spektrumok (\({\mu } _ {0} \ Delta H {\mbox { – }} \ omega\) reláció) a relatív szög hangolásakor \(\theta\). az E, f az elméleti eredmények és a 11,79 GHz-es üregrezonancia (e) és a 11,45 GHz-es folytonos hullámfrekvencia (f) mérésének összehasonlítását mutatja. A szaggatott vonalak a yig (ittrium vas gránát) gömb belső vonalszélességei. A vonalszélesség hibái kisebbek, mint a szimbólumok mérete.

hibrid rendszerünk lehetővé teszi számunkra, hogy megvizsgáljuk az üreggeometriával vezérelt magnon sugárzást. Különösen a relatív \(\theta\) szög 45-ről 5-re történő hangolása vezet a fotonállapotok újraelosztásához az üregben, nagymértékben növelve az LDOS-t az üregrezonancia közelében, és lehetővé téve a folytonos hullámú LDOS-k ellentétes módon történő szabályozását, amint azt a szimulált LDOS \({\rho }_{\perp }\) ábra szemlélteti. 4c. Az elméleti modell alapján arra számítunk, hogy a magnon vonalszélessége kvantitatív módon követheti a geometria által vezérelt LDOS \({\rho }_{\perp }\). A különböző \(\theta\) alatti mérések eredményeit az ábra mutatja. 4d, és valóban megkapjuk a vonalszélességet \({\mu } _ {0} \ Delta H\) hasonló viselkedéssel, mint a szimulált LDOS \({\rho }_{\perp}\). Amint az ábrán látható. 4e, f, azt találjuk, hogy a vonalszélességet elméleti modellünk jól reprodukálja, \(\kappa R\) – ra állítva \(4,3\, \ alkalommal\,1{0}^{22}\,{{\mathrm{m}}}^{3}{{\mathrm{s}}}^{-2}\). Az LDOS relatív szögen keresztül történő hangolásával \(\theta\), a kísérleti vonalszélesség 20-szorosára nő az üregrezonanciánál, összehasonlítva a magnon belső csillapításával, amint azt a szaggatott vonalak szemléltetik.