Ultra-Smalleband Perfecte Absorber met 95% Efficiëntie voor Zichtbare Plasmonische Sensing

Achtergrond

In recent jaren hebben plasmonische metamaterialen gebaseerd op gelokaliseerde oppervlakteplasmonresonantie (LSPR) aanzienlijke vooruitgang geboekt vanwege hun elektromagnetische eigenschappen en veelbelovende toepassingen zoals monopole resonators, lichttransmissieverbetering, en plasmonische sensoren. Voor een metamateriaal absorber is het voordelig om de elektromagnetische golabsorptie te verbeteren, terwijl de intrinsieke optische verliezen van metalen zorgvuldig overwogen moeten worden in het ontwerp van andere apparaten. De eerste perfecte metamateriaal absorber werd voorgesteld en gedemonstreerd door Landy. Sindsdien zijn perfecte metamateriaal absorbers snel ontwikkeld, die doorgaans geclassificeerd worden als smalleband- en breedbandabsorbers volgens hun verschillende toepassingsvereisten. Over het algemeen kunnen breedbandabsorbers gebruikt worden in energie-ophalers, terwijl smallebandabsorbers gebruikt worden in sensoren en monochromatische fotodetectoren.

In sensing-toepassingen hebben plasmonische brekingsindexsensoren gebaseerd op smallebandabsorbers veel aandacht getrokken. Tot nu toe zijn veel verschillende typen plasmonische brekingsindexsensoren die in het infrarood- en terahertz-gebied werken gerapporteerd, waaronder hybride microcaviteiten, nanodisks, netwerk-type metasurfaces, metaalroosters, en meer. Let op dat, vergeleken met plasmonische sensoren die in het infrarood, terahertz, en microgolfgebied werken, sensoren die in het zichtbare band werken een kleinere periodiciteit van de metamateriaalstructuur kunnen realiseren, wat het gebruik van deze apparaten in veel praktische toepassingen, zoals chemie en biologie, kan verbeteren. Helaas hebben de eerder gepubliceerde plasmonische brekingsindexsensoren in het zichtbare gebied doorgaans een vergelijkbaar lage FOM, wat hun verdere ontwikkeling en toepassing ernstig belemmert. In theoretische studies stelde Zhou et al. in 2015 theoretisch een brekingsindexsensor in het zichtbare gebied voor met behulp van subgolfmetaalroosterstructuren met een S van 300 nm/RIU, maar de FOM is slechts 2. Liu et al. ontwierpen een multispectrale sensor met diep-subgolf plasmonische nanocaviteiten en demonstreerden een FOM van 58. Met de inspanningen van Liu et al. werd een brekingsindexsensor met een minimum FWHM van 3 nm en een FOM van 68,57 verkregen via de plasmonische structuur met netwerk-type metasurface. In experimentele studies demonstreerden Emiko en Tetsu in 2014 experimenteel een LSPR-sensor gebaseerd op enkele Au nanosterstructuur met een S van 665 nm/RIU en een FWHM van tot 40 nm. Cho et al. rapporteerden een experimentele demonstratie van een plasmonische brekingsindexsensor met de S die 378 nm/RIU bereikt. Zowel in theorie als in experiment hebben veel onderzoekers grote inspanningen geleverd om de FOM van de brekingsindexsensor die in het zichtbare gebied werkt te verbeteren. Het blijft echter een grote uitdaging om een plasmonische brekingsindexsensor met een hoge FOM in het zichtbare gebied te ontwerpen, wat de toepassingen ervan ernstig beperkt.

Voor sensoren is het zeer betekenisvol om de FOM te verhogen. Bijvoorbeeld, in het biologisch veld betekent een hogere FOM van de brekingsindexsensor een sterkere prestatie in molecuuldetectie. De FOM van de sensor in dit werk kan 233,5 bereiken, wat ver hoger is dan die van de gepubliceerde plasmonische brekingsindexsensor in het zichtbare gebied. De plasmonische sensor is gebaseerd op de metaal-dielektisch-metaal (MDM) periodieke structuur. De structuur kan ook functioneren als een perfecte ultra-smalleband plasmonische absorber met een absorptie-efficiëntie van meer dan 95% en een FWHM van slechts 1,82 nm in het zichtbare gebied. We onderzoeken ook de invloeden van structuurdimensies en materiaalparameters op de optische eigenschappen van het metamateriaal. Verder tonen we aan dat, vergeleken met de algemene MDM-structuren, het gebruik van driehoekige nanoribben in de structuur helpt om de absorptieprestaties te verbeteren. En tegelijkertijd wordt het absorptiemechanisme in detail onderzocht en geanalyseerd. Overwegingen bij de fabricage van de voorgestelde structuur: de driehoekige nanoribben kunnen gefabriceerd worden door veel methoden, zoals e-bundellithografie, molding, en imprentlithografie. Het wordt verwacht dat ons werk een richtlijn zou zijn voor het ontwerp van een plasmonische sensor.

Methoden

Figuur 1 illustreert de dwarsdoorsnede van één eenheidscel voor de voorgestelde metamateriaalstructuur. De structuur bestaat uit twee gouden nanoribben-arrays op een dunne goudlaag ingeperkt tussen de dielektrische laag en het substraat, en er is een driehoekige gouden nanorib tussen de gouden nanoribben. In onze simulatie wordt de permitiviteit van goud gekenmerkt door het Drude-model. De dielektrische constanten van de middelste laag en het substraat zijn ingesteld als NaF (n = 1,3) en MgF₂ (n = 1,4), respectievelijk. We gebruiken de twee-dimensionale finite-difference time-domain (FDTD) methode om de transmissie en reflectie van de voorgestelde structuur te berekenen en de absorptie van de gehele structuur wordt gedefinieerd als A = 1 − R − T. We stellen periodieke randvoorwaarden in de x-richting in, en de transversaal magnetische (TM) golf valt normaal op de structuur met polarisatie langs de x-richting.

Zoals we alle weten, wordt het equivalent LC-circuitmodel breed gebruikt om de magnetische resonantie die door LSPR geëxciteerd wordt, voor perfecte absorber kwalitatief te voorspellen. Voor het gemak van de discussie over het LC-model, is het schema van de metamateriaal absorberstructuur afgebeeld in Fig. 2a. En het equivalent LC-model wordt getoond in Fig. 2b. Hier kan de gatcapaciteit tussen de nanoribben in buren eenheidscellen worden uitgedrukt als C_g = ε₀ t₁/(P − d − 2w), waar ε₀ de dielektrische permitiviteit van de omgeving is. De capaciteit C_m = c₁ ε₃ ε₀(2w + d)/t₃ wordt gebruikt om de capaciteit tussen de nanoribben en de goudfilm weer te geven, waar c₁ een coëfficiënt is vanwege de niet-uniforme ladingverdeling op het metaaloppervlak en ε₃ de permitiviteit van de dielektrische laag. De wederzijdse inductie van de gouden nanoribben en de goudfilm wordt gegeven door L_m = 0,5μ₀(2w + d)t₃, waar μ₀ de permeabiliteit van de omgeving is. Om rekening te houden met de bijdrage van de driftladingen in de gouden nanoribben en de goudfilm, wordt de kinetische inductie gegeven door L_e = (2w + d)/(γ ε₀ t₁ ω_p²), waar γ een coëfficiënt is die rekening houdt met de effectieve doorsnede van de gouden nanoribben en ω_p de plasmafrequentie van goud is. Dan kan de totale impedantie voor het equivalent LC-circuitmodel worden uitgedrukt als:

De resonantiegolflengte kan verkregen worden wanneer Z_tot = 0.

De koppeling tussen de nanoribben in buren eenheidscellen is zeer zwak vanwege de grote gat (P − d − 2w) tussen de nanoribben. De invloed van C_g kan genegeerd worden wanneer C_g minder dan 5% is van C_m. Dus in deze situatie kan de resonantiegolflengte worden vereenvoudigd tot:

waar L_m = 0,5μ₀(2w + d)t₃, L_e = (2w + d)/(γ ε₀ t₁ ω_p²), en C_m = c₁ ε₃ ε₀(2w + d)/t₃. In het LC-circuitmodel kunnen de invloeden van structurele dimensies op de resonantiegolflengte kwalitatief worden voorspeld door Vergelijking (3). Het is gemakkelijk te observeren dat de resonantiegolflengte λ_r zou toenemen met grotere permitiviteit (ε₃) van de dielektrische laag, vanwege de toename van C_m. Op dezelfde manier zal de grotere breedte w grotere waarden veroorzaken voor L_m, L_e, en C_m, wat resulteert in een rode verschuiving van de resonantiegolflengte. De toename van de permitiviteit (ε₀) van de omgeving zal resulteren in grotere L_m C_m waarden, terwijl de andere term L_e C_m onafhankelijk is van ε₀ in Vergelijking (3). Dus de resonantiegolflengte zal toenemen met de toename van ε₀.

Resultaten en Discussie

Dan beginnen we de discussie met de volgende structurele dimensies. De structuur heeft een roosterperiode van P = 580 nm in x-richting. De hoogtes van de vierkante gouden nanorib en de driehoekige gouden nanorib zijn respectievelijk ingesteld als t₁ = 45 nm en t₂ = 30 nm. De diktes van de dielektrische laag, goudfilm, en substraat zijn t₃ = 10 nm, t₄ = 25 nm, en t₅ = 165 nm, respectievelijk. De breedte van de driehoekige gouden nanorib en de vierkante gouden nanorib zijn d = 75 nm en w₁ = w₂ = w = 142 nm, respectievelijk. Figuur 3a presenteert de gesimuleerde absorptie-, reflectie- en transmissiespectra van de ontworpen structuur. Zoals getoond in Fig. 3a, kan de absorptie-efficiëntie tot 95% oplopen, en de reflectiviteitsdip van de structuur onder 0,001 wordt gevonden bij 751,225 nm. De FWHM is 1,82 nm, wat veel narrower is dan die van de eerder gerapporteerde smalleband absorber in het zichtbare gebied.

Om het fysieke mechanisme van de absorptiepiek te verduidelijken, worden de verdelingen van het elektrisch veld E en het magnetisch veld H bij de resonantiepiek berekend en afgebeeld in Fig. 3b, c. Duidelijk, zoals getoond in Fig. 3b, kan de elektrisch veldamplitude in de gaten een waarde bereiken die 35 keer zo groot is als het invallicht. Daarom kan de voorgestelde structuur niet alleen de perfecte absorptie realiseren, maar ook de elektrisch veldversterking in een nanospleet, wat een belangrijk fenomeen is in bio-sensing toepassingen. Zoals getoond in Fig. 3c, is het meeste magnetisch veld geconcentreerd in de ruimte tussen twee gouden nanoribben en een deel penetreert in de dielektrische laag, wat het koppelingsgevolge van de LSPR aangeeft. Vervolgens, om de invloed van de dielektrische laag en de goudfilm op de ultra-smalle FWHM en de hoge absorptieprestaties verder te begrijpen, worden het absorptie- en reflectiespectrum geanalyseerd en vergeleken tussen de MDM-structuur en de zuivere metaalroosterstructuur met dezelfde dimensionale parameters, zoals getoond in Fig. 3d. Duidelijk heeft de MDM-structuur een narrower FWHM en een lagere reflectiviteit van de resonantiedip. Het elektrische veld en magnetisch veld van de metaalroosterstructuur worden gesimuleerd en gepresenteerd in Fig. 3e, f, respectievelijk. Duidelijk, vergeleken met de magnetische veldverdeling van de MDM-structuur, is het magnetische veld van de metaalroosterstructuur alleen gelokaliseerd op het oppervlak van de driehoekige gouden nanorib zonder het magnetische veld door het metaal te laten passeren, wat kan worden gebruikt om het vergelijkende resultaat van de absorptie tussen de MDM-structuur en de metaalroosterstructuur te verklaren. Bovendien, door het koppelingsgedrag in de structuur, zoals getoond in Fig. 3b, is de elektrisch veldintensiteit tussen twee gouden nanoribben en de dunne goudfilm ongeveer 40 keer groter dan die van de invalgolven, wat veel groter is dan gerapporteerd in ref. [25].

Figuur 4a toont het effect van de polarisatieconfiguratie van het invallicht op het absorptiespectrum van de voorgestelde metamateriaal absorber. Het kan gezien worden dat de structuur een scherpe absorptiepiek heeft in TM-configuratie, maar niet in TE-configuratie. Duidelijk kan de LSPR niet geëxciteerd worden door het invallicht met TE-configuratie, wat goed kan worden verklaard door de asymmetrische structuur van de absorber. Bovendien, in een praktisch systeem, door oppervlakteverstrooiing en korngrenzeffecten in de dunne goudfilm, is de dempingsconstante van de dunne goudfilm waarschijnlijk hoger dan die van bulk goud. Om rekening te houden met de invloed van de dempingsconstante van de dunne goudfilm, toont Fig. 4b de berekende absorptiespectra van de dempingsconstanten van de goudfilm die drie en vijf keer hoger zijn dan die van bulk goud. Duidelijk worden absorptiepieken met verschillende amplitudes en FWHM waargenomen. De resultaten tonen aan dat de verhoogde materiaalverlies van het metaal ongunstig is voor het verder verbeteren van de absorptie-eigenschappen van de voorgestelde smalleband absorber, wat consistent is met eerdere onderzoeken.

Het is algemeen bekend dat de eigenschappen van de metamateriaal absorber sterk beïnvloed worden door de geometrische vorm en structurele dimensies van de structuur. Ten eerste onderzoeken we het effect van de driehoekige gouden nanorib op het reflectiespectrum van de ontworpen structuur. De driehoekige gouden nanorib van de structuur wordt verwijderd of veranderd in een vierkante en half-ellipsvormige gouden nanorib, respectievelijk, zoals getoond in Fig. 5c–e, met de overige parameters ongewijzigd in de simulatie. De reflectiespectra van deze drie structuren worden geanalyseerd en vergeleken met die van de oorspronkelijke structuur zoals getoond in Fig. 5f–h, respectievelijk. Het is gemakkelijk te observeren dat de oorspronkelijke structuur een narrower FWHM en een lagere reflectiviteitsdip kan bereiken dan de drie andere structuren. Om deze resultaten beter te begrijpen, zoals getoond in Fig. 5i–l, worden de magnetische veld (H) verdelingen bij de resonantiepiek van deze vier respectievelijk uitgeplottet en de kleur presenteert de intensiteit van het magnetische veld. De magnetische veldintensiteit van de oorspronkelijke structuur is duidelijk sterker dan die van de drie andere structuren. Dit betekent dat LSPR efficiënter kan worden geëxciteerd in de oorspronkelijke structuur, wat resulteert in een narrower FWHM en een lagere reflectiviteitsdip.

Uit Fig. 5 is de optische prestatie van de oorspronkelijke structuur met het gebruik van driehoekige nanoribben superieur aan die van de andere structuren. Om een dieper inzicht te krijgen in de invloeden van de driehoekige nanoribben op de optische prestaties, geven we een gedetailleerde berekening en analyse voor de gewijzigde structuur getoond in Fig. 6a, die een trapeziumvormige nanorib bevat met een dezelfde hoek θ als de driehoekige nanorib in de oorspronkelijke structuur. Ten eerste, zoals getoond in Fig. 6b, c, onderzoeken we de optische prestaties van de gewijzigde structuur in afhankelijkheid van verschillende hoogtes h van de trapeziumvormige nanorib wanneer de hoeken θ ongewijzigd blijven. Duidelijk, wanneer de hoogte h meer dan 10 nm is, blijft de optische prestatie van de structuur bijna ongewijzigd, wat aantoont dat de optische prestatie van de structuur robuust is in fabricage. Als de hoogte h onder 5 nm is, neemt de reflectiviteitsdip toe, wat kan worden verklaard doordat de hoogte h te klein is en de effectieve oppervlakte voor de excitatie van LSPR verlaagt. Zoals getoond in Fig. 6d, e, onderzoeken we ook de optische prestaties van de gewijzigde structuur in afhankelijkheid van verschillende hoeken θ wanneer de hoogte h is ingesteld als 15 nm. Het is gemakkelijk te observeren dat de optische prestaties van de gewijzigde structuur weinig veranderen over een groot hoekbereik van 35° tot 68°. Echter, de reflectiviteitsdip neemt duidelijk toe bij een hoek θ kleiner dan 30°, wat kan worden begrepen doordat een te kleine hoek θ de excitatie-efficiëntie van LSPR kan verminderen. Dus, door de gedetailleerde analyse van de invloeden van de verschillende parameters van hoeken tussen de trapeziumvormige nanorib en de vierkante nanoribben op de optische prestaties, wordt de perfecte absorptieprestatie van de oorspronkelijke structuur toegeschreven aan de excitatie van LSPR op de hoek tussen de driehoekige nanorib en de vierkante nanoribben, wat goed overeenkomt met de resultaten van het magnetische veld getoond in Fig. 5i. Tegelijkertijd kan de structuur goede optische prestaties behouden in een groot bereik van hoogtes h en hoeken θ, wat een grote ontspanning voor de fabricage-robuustheid suggereert en de nanostructuur realistischer maakt vanuit experimenteel oogpunt. Ten slotte, overwegingen bij de fabricageprocessen van de werkelijke nanostructuur, toont Fig. 6f de geometrie van de structuur met de ruwheid van het goud/dielektisch oppervlak en de passivatiebehandeling voor alle scherpe hoeken. De vergelijking van de optische prestaties tussen de gewijzigde structuur en de oorspronkelijke structuur worden berekend en afgebeeld in Fig. 6g. Duidelijk is het effect van de fabricagetolerantie op de prestaties van de nanostructuur erg klein, wat de robuuste optische prestaties in fabricage toont.

Daarnaast onderzoeken we ook de effecten van de structuurdimensie en materiaalparameters, door gebruik te maken van de FDTD-methode, op de reflectiviteit van de dip, FWHM, en resonantiegolflengte van de ontworpen structuur. Verschillende parameters worden bestudeerd, waaronder de brekingsindex van de dielektrische laag, de gouden nanoribbreedte w, de gouden nanoribbreedte d, en de gouden nanoribdikte t₁. Figuur 7 toont het effect van de brekingsindex van de dielektrische laag op het reflectiespectrum van de metamateriaalstructuur. Zoals getoond in Fig. 7a, verschuift de resonantiegolflengte duidelijk naar het rode deel van het spectrum met toenemende n_dielectric, wat consistent is met de voorspelling van het LC-circuitmodel. Zoals getoond in Fig. 5b, daalt de reflectiviteitsdip eerst en stijgt dan wanneer de n_dielectric toeneemt, terwijl de FWHM narrower wordt. De FWHM en reflectiviteitsdip van het reflectiespectrum hangen sterk af van de koppelingssterkte tussen de nanoribben en de goudfilm, wat resulteert in verschillende optische prestaties met verschillende dielektrische materialen van de dielektrische spacer tussen de nanoribben en de goudfilm. De reflectiviteitsdip is de minimumwaarde wanneer de brekingsindex van de dielektrische laag ongeveer 1,3 is. Tegelijkertijd is de FWHM ongeveer 1,85 nm, wat veel narrower is dan die van de gepubliceerde smalleband absorber in het zichtbare gebied.

Figuur 8 presenteert de invloed van de gouden nanoribbreedte w op het reflectiespectrum van de metamateriaalstructuur. Zoals getoond in Fig. 8a, wanneer de gouden nanoribbreedte w verandert van 140 tot 177 nm, verschuift de resonantiegolflengte naar het blauwe deel van het spectrum, wat goed overeenkomt met de resultaten van het equivalent LC-circuitmodel. Figuur 8b toont dat de FWHM narrower wordt en de reflectiviteitsdip toeneemt met de toename van w. De toename van de reflectiviteitsdip kan voortvloeien uit de toename van het effectieve metaaloppervlak voor het reflecteren van het invallicht, met toenemende w. De minimumwaarden van de reflectiviteitsdip en de FWHM kunnen niet tegelijkertijd verkregen worden. Echter, in ons ontwerp veranderen zowel de waarden van de reflectiviteitsdip als de FWHM licht in een wijd bereik van w (140~162 nm), wat gunstig is voor praktische toepassingen.

Bovendien, zoals getoond in Fig. 9a, kan de reflectiviteitsdip een lagere waarde behouden wanneer de gouden nanoribbreedte d tussen 55 en 75 nm is, terwijl het duidelijk toeneemt wanneer d 76 nm overschrijdt, wat kan worden verklaard doordat te grote afstand tussen de twee nanoribben de excitatie-efficiëntie voor LSPR kan verminderen, waardoor de absorptie-efficiëntie van het invallicht reduceert. De FWHM wordt narrower met toenemende d, en de optimale grootte van d is ongeveer 75 nm. Uit Fig. 9b blijkt dat de reflectiviteitsdip een lagere waarde kan behouden wanneer de gouden nanoribdikte t₁ verandert van 35 tot 50 nm, terwijl de FWHM narrower wordt. Echter, wanneer t₁ toeneemt van 50 tot 60 nm, neemt de reflectiviteitsdip duidelijk toe. We kunnen het resultaat als volgt begrijpen: de nanorib is te dik, wat de reflectie van het invallicht zou verhogen. Figuur 9c toont dat de minimumwaarde van de resonantiedip wordt verkregen wanneer de driehoekige goudhoogte t₂ ongeveer 30 nm is. In deze structuur is de reflectiviteitsdip onder 0,025 gebleven wanneer de driehoekige goudhoogte varieert van 15 tot 40 nm, wat gunstig is voor het ontwerpen van metamateriaalstructuren vanwege de uitstekende robuustheidsprestaties.

Het is algemeen bekend dat de resonantiegolflengte van de metamateriaalstructuur sterk afhankelijk is van de brekingsindex van het omgevingsmedium, wat breed wordt gebruikt in sensing-toepassingen. Figuur 10a toont dat de resonantiegolflengte duidelijk naar het rode deel van het spectrum verschuift wanneer de brekingsindex van de omgeving toeneemt, wat in overeenstemming is met de voorspelling van het LC-model, en de reflectiviteitsdip kan tegelijkertijd een extreem lage waarde behouden. Wanneer de RI toeneemt van 1,07 tot 1,12, verschuift de resonantiegolflengte van 733,828 tot 755,097 nm. De berekende golflengtegevoeligheid (S) is ongeveer 425 nm/RIU, en de FWHM kan zo narrow als 1,82 nm zijn. Dus kan de FOM 233,5 bereiken. Voor zover we weten, is de FOM veel hoger dan die van de eerder gepubliceerde plasmonische brekingsindexsensor in het zichtbare gebied. De voorgestelde plasmonische brekingsindexsensor toont goede lineariteit, zoals getoond in Fig. 10b.

In praktische toepassingen is het meestal nodig om de relatieve intensiteitsverandering bij een vaste golflengte te detecteren met de variërende brekingsindex van het omringende medium, en de corresponderende figure of merit wordt gedefinieerd als FOM* = max |(dI/dn)/I|. Zoals getoond in Fig. 11a, verandert de FOM* duidelijk met afnemende w, en het maximum van FOM* kan 1,4 × 10⁵ bereiken bij een w van ongeveer 358 nm. Figuur 11b toont dat de FOM toeneemt met afnemende d en een maximum van FOM* wordt verkregen bij d = 75 nm. Zoals getoond in Fig. 11c, wanneer de gouden nanoribdikte t₁ 35 nm is, is de FOM* maximaal. Bovendien toont Fig. 11d ook dat het maximum van FOM* verkregen wordt wanneer de driehoekige goudhoogte t₂ ongeveer 30 nm is. De kenmerken van de FOM en FOM* met de veranderingen van de structuurdimensies worden numeriek onderzocht, wat bepaalde richtlijnen kan bieden voor het ontwerp van een hoogpresterende plasmonische sensor.

Conclusies

Samengevat, stellen we een bijna perfecte ultra-smalleband absorber voor en demonstreren deze numeriek met een absorptie van 95% in het zichtbare gebied. We voeren verder een gedetailleerde analyse uit van de invloeden van structurele vorm en structurele dimensies op de optische eigenschappen van de metamateriaalstructuur door gebruik te maken van tweedimensionale FDTD. Met de geoptimaliseerde structuurdimensies presenteert het een reflectiviteitsdip zo laag als 0,001 met een FWHM van 1,82 nm bij normale inval in het zichtbare gebied. Bovendien hebben we ook de sensing-capaciteit gedemonstreerd. De gevoeligheid is ongeveer 425 nm/RIU en de FOM kan 233,5 bereiken. Dit is veel beter dan die van de eerder gerapporteerde sensor in het zichtbare gebied. Vanwege de hoge sensing-prestaties kan de metamateriaalstructuur toepassingen vinden in biologische binding, geïntegreerde fotodetectoren, chemische toepassingen, en meer.

Afkortingen

FDTD:

Finite-difference time-domain

FOM:

Figure of merit

FWHM:

Full width at half maximum

LSPR:

Gelokaliseerde oppervlakteplasmonresonantie

MDM:

Metaal-dielektisch-metaal

S:

Gevoeligheid

TM:

Transversaal magnetisch