Absorbeur parfait ultra-étroit à 95 % d'efficacité pour la détection plasmonique dans le visible

Résumé

Nous proposons et étudions numériquement un absorbeur parfait ultra-étroit avec une bande passante d'absorption de seulement 1,82 nm et une efficacité d'absorption dépassant 95 % dans la région visible. Nous démontrons que l'absorption parfaite ultra-étroite est attribuée à l'effet de couplage induit par la résonance de plasmon de surface localisée (LSPR). L'influence des dimensions structurales sur la performance optique est également étudiée, et la structure optimale est obtenue avec une réflectivité extrêmement faible (0,001) au creux de résonance. L'absorbeur parfait peut fonctionner comme capteur d'indice de réfraction avec une sensibilité d'environ 425 nm/RIU et une figure de mérite (FOM) atteignant 233,5, ce qui améliore considérablement la précision des capteurs plasmoniques dans le visible. De plus, la figure de mérite correspondante (FOM*) pour ce capteur est calculée pour décrire la performance de détection de changement d'intensité à fréquence fixe, pouvant atteindre 1,4 × 10⁵. En raison de sa haute performance de détection, la structure de métamatériau a un grand potentiel dans la liaison biologique, les photodétecteurs intégrés, les applications chimiques, etc.

Contexte

Ces dernières années, les métamatériaux plasmoniques basés sur la résonance de plasmon de surface localisée (LSPR) ont fait des progrès significatifs grâce à leurs propriétés électromagnétiques et applications prometteuses telles que les résonateurs monopôles, l'amélioration de la transmission de la lumière et les capteurs plasmoniques. Pour un absorbeur de métamatériau, il est avantageux d'améliorer l'absorption des ondes électromagnétiques, tandis que les pertes optiques intrinsèques des métaux doivent être soigneusement considérées dans la conception d'autres dispositifs. Le premier absorbeur parfait de métamatériau a été proposé et démontré par Landy. Depuis, les absorbeurs parfaits de métamatériaux se sont développés rapidement, se classant généralement en absorbeurs à bande étroite et à large bande selon leurs exigences d'application. En général, les absorbeurs à large bande peuvent être utilisés dans la récupération d'énergie tandis que les absorbeurs à bande étroite sont utilisés dans les capteurs et photodétecteurs monochromatiques.

Dans les applications de détection, les capteurs d'indice de réfraction plasmoniques basés sur des absorbeurs à bande étroite ont attiré beaucoup d'attention. À ce jour, de nombreux types de capteurs d'indice de réfraction plasmoniques fonctionnant dans l'infrarouge et la région térahertz ont été rapportés, incluant des microcavités hybrides, des nanodisques, des méta-surfaces de type réseau, des réseaux métalliques, etc. Notez que, comparés aux capteurs plasmoniques fonctionnant dans l'infrarouge, le térahertz et la région micro-ondes, les capteurs opérant en bande visible peuvent réaliser une périodicité plus petite de la structure de métamatériau, ce qui peut améliorer l'utilisation de ces dispositifs dans de nombreuses applications pratiques, telles que la chimie et la biologie. Malheureusement, les capteurs d'indice de réfraction plasmoniques publiés précédemment dans la région visible ont généralement un FOM relativement faible, ce qui entrave grandement leur développement et application ultérieurs. Dans les études théoriques, en 2015, Zhou et al. ont proposé théoriquement un capteur d'indice de réfraction dans le visible utilisant des structures de réseau métallique sous-longueur d'onde avec un S de 300 nm/RIU, mais le FOM n'est que de 2. Liu et al. ont conçu un capteur multispectral avec des nanocavités plasmoniques deep-subwavelength et démontré un FOM de 58. Avec les efforts de Liu et al., un capteur d'indice de réfraction avec un FWHM minimum atteignant 3 nm et un FOM de 68,57 a été obtenu via une structure plasmonique avec méta-surface de type réseau. Dans les études expérimentales, en 2014, Emiko et Tetsu ont démontré expérimentalement un capteur LSPR basé sur une structure de nano-étoile d'or unique avec un S de 665 nm/RIU et un FWHM jusqu'à 40 nm. Cho et al. ont rapporté une démonstration expérimentale d'un capteur d'indice de réfraction plasmonique avec un S atteignant 378 nm/RIU. Tant en théorie qu'en expérience, de nombreux chercheurs ont fait de grands efforts pour améliorer le FOM du capteur d'indice de réfraction opérant dans le visible. Cependant, il reste un grand défi de concevoir un capteur d'indice de réfraction plasmonique avec un FOM élevé dans le visible, ce qui limite sévèrement ses applications.

Pour les capteurs, il est très significatif d'augmenter le FOM. Par exemple, dans le domaine biologique, un FOM plus élevé du capteur d'indice de réfraction signifie une performance plus forte dans la détection de molécules. Le FOM du capteur dans ce travail peut atteindre 233,5, ce qui est bien plus élevé que celui des capteurs d'indice de réfraction plasmoniques publiés dans la région visible. Le capteur plasmonique est basé sur une structure périodique métal-diélectrique-métal (MDM). Ensuite, la structure peut également fonctionner comme un absorbeur plasmonique parfait ultra-étroit avec une efficacité d'absorption supérieure à 95 % et un FWHM de seulement 1,82 nm dans le visible. Nous étudions également l'influence des dimensions structurales et des paramètres matériels sur les propriétés optiques du métamatériau. De plus, nous démontrons que, comparé aux structures MDM communes, l'utilisation de nanorubans triangulaires dans la structure aide à améliorer la performance d'absorption. Et simultanément, les mécanismes d'absorption sont également étudiés et analysés en détail. Considérant la fabrication de la structure proposée, les nanorubans triangulaires peuvent être fabriqués par de nombreuses méthodes, telles que la lithographie à faisceau d'électrons, le moulage, et la lithographie par empreinte. On s'attend à ce que notre travail serve de guide pour la conception d'un capteur plasmonique.

Méthodes

La figure 1 illustre la coupe transversale d'une cellule unité pour la structure de métamatériau proposée. La structure consiste en deux réseaux de nanorubans d'or sur une fine couche d'or prise en sandwich entre la couche diélectrique et le substrat, et il y a un nanoruban triangulaire d'or entre les nanorubans d'or. Dans notre simulation, la permittivité de l'or est caractérisée par le modèle de Drude. Le diélectrique de la couche intermédiaire et du substrat sont définis comme NaF (n = 1,3) et MgF₂ (n = 1,4), respectivement. Nous utilisons la méthode des différences finies dans le domaine temporel (FDTD) bidimensionnelle pour calculer la transmission et la réflexion de la structure proposée et l'absorption de la structure entière est définie comme A = 1 − R − T. Nous définissons des conditions aux limites périodiques dans la direction x, et l'onde magnétique transversale (TM) est incidente normalement sur la structure avec polarisation le long de la direction x.

Comme nous le savons tous, le modèle de circuit équivalent LC est largement utilisé pour prédire qualitativement la résonance magnétique excitée par le LSPR pour l'absorbeur parfait. Pour la commodité de la discussion sur le modèle LC, le schéma de la structure d'absorbeur de métamatériau est représenté en Fig. 2a. Et le modèle de circuit équivalent LC est montré en Fig. 2b. Ici, la capacitaance de gap entre les nanorubans dans les cellules unités voisines peut être exprimée comme C_g = ε₀ t₁/(P − d − 2w), où ε₀ est la permittivité diélectrique de l'environnement environnant. La capacitaance C_m = c₁ ε₃ ε₀(2w + d)/t₃ est utilisée pour représenter la capacitaance entre les nanorubans et le film d'or, où c₁ est un coefficient dû à la distribution de charge non uniforme sur la surface du métal et ε₃ est la permittivité de la couche diélectrique. L'inductance mutuelle des nanorubans d'or et du film d'or est donnée par L_m = 0,5μ₀(2w + d)t₃, où μ₀ est la perméabilité de l'environnement environnant. Pour tenir compte de la contribution des charges dérivantes dans les nanorubans d'or et le film d'or, l'inductance cinétique est donnée par L_e = (2w + d)/(γ ε₀ t₁ ω_p²), où γ est un coefficient tenant compte de la section transversale effective des nanorubans d'or et ω_p est la fréquence de plasma de l'or. Alors, l'impédance totale pour le modèle de circuit équivalent LC peut être exprimée comme

$$ {Z}_{\mathrm{tot}}=\frac{i\omega \left({L}_m+{L}_e\right)}{1-{\omega}^2{C}_g\left({L}_m+{L}_e\right)}-\frac{2 i}{\omega {C}_m}+ i\omega \left({L}_m+{L}_e\right) $$ (1)

La longueur d'onde de résonance peut être obtenue lorsque Z_tot = 0.

$$ {\lambda}_r=2\pi {c}_0{\left(\frac{C_m{C}_g\left({L}_m+{L}_e\right)}{C_m+{C}_g-\sqrt{C_m^2+{C}_g^2}}\right)}^{\frac{1}{2}} $$ (2)

Le couplage entre les nanorubans dans les cellules unités voisines est très faible en raison du grand gap (P − d − 2w) entre les nanorubans. L'influence de C_g peut être ignorée lorsque C_g est inférieur à 5 % de C_m. Ainsi, dans cette situation, la longueur d'onde de résonance peut être simplifiée à

$$ {\lambda}_r\approx 2\pi {c}_0\sqrt{\left({L}_m+{L}_e\right){C}_m} $$ (3)

où L_m = 0,5μ₀(2w + d)t₃, L_e = (2w + d)/(γ ε₀ t₁ ω_p²), et C_m = c₁ ε₃ ε₀(2w + d)/t₃. Dans le modèle de circuit LC, les influences des dimensions structurales sur la longueur d'onde de résonance peuvent être prédites qualitativement par l'Éq. (3). Il est facile d'observer que la longueur d'onde de résonance λ_r augmenterait avec une permittivité plus grande (ε₃) de la couche diélectrique, en raison de l'augmentation de C_m. De même, une largeur w plus grande causera des valeurs plus grandes pour L_m, L_e et C_m, résultant en un décalage vers le rouge de la longueur d'onde de résonance. L'augmentation de la permittivité (ε₀) de l'environnement environnant résultera en des valeurs plus grandes de L_m C_m, tandis que l'autre terme L_e C_m est indépendant de ε₀ dans l'Éq. (3). Ainsi, la longueur d'onde de résonance augmentera avec l'augmentation de ε₀.

Résultats et discussion

Nous commençons la discussion avec les dimensions structurales suivantes. La structure a une période de réseau de P = 580 nm dans la direction x. Les hauteurs du nanoruban carré d'or et du nanoruban triangulaire d'or sont respectivement fixées à t₁ = 45 nm et t₂ = 30 nm. Les épaisseurs de la couche diélectrique, du film d'or et du substrat sont t₃ = 10 nm, t₄ = 25 nm, et t₅ = 165 nm, respectivement. La largeur du nanoruban triangulaire d'or et du nanoruban carré d'or sont d = 75 nm et w₁ = w₂ = w = 142 nm, respectivement. La figure 3a présente les spectres d'absorption, de réflexion et de transmission simulés de la structure conçue. Comme montré en Fig. 3a, l'efficacité d'absorption peut atteindre 95 %, et le creux de réflectivité de la structure sous 0,001 est trouvé à 751,225 nm. Le FWHM est de 1,82 nm, ce qui est beaucoup plus étroit que celui des absorbeurs à bande étroite précédemment rapportés dans la région visible.

Pour élaborer le mécanisme physique du pic d'absorption, les distributions du champ électrique E et du champ magnétique H au pic de résonance sont calculées et représentées en Fig. 3b, c. Clairement, comme montré en Fig. 3b, l'amplitude du champ électrique dans les gaps peut atteindre une valeur 35 fois plus grande que la lumière incidente. Donc, la structure proposée peut réaliser non seulement l'absorption parfaite mais aussi l'amplification du champ électrique dans une nanofente, ce qui est un phénomène important dans les applications de bio-détection. Comme montré en Fig. 3c, la majeure partie du champ magnétique est concentrée dans l'espace entre deux nanorubans d'or et une partie pénètre dans la couche diélectrique, ce qui indique l'effet de couplage résultant du LSPR. Ensuite, pour mieux comprendre l'influence de la couche diélectrique et du film d'or sur le FWHM ultra-étroit et la haute performance d'absorption, le spectre d'absorption et de réflexion sont analysés et comparés entre la structure MDM et la structure à réseau métallique pur avec les mêmes paramètres dimensionnels, comme montré en Fig. 3d. Évidemment, la structure MDM a un FWHM plus étroit et une réflectivité du creux de résonance plus faible. Le champ électrique et magnétique de la structure à réseau métallique sont simulés et présentés en Fig. 3e, f, respectivement. Évidemment, comparé à la distribution du champ magnétique de la structure MDM, le champ magnétique de la structure à réseau métallique pur est seulement localisé à la surface du nanoruban triangulaire d'or sans le champ magnétique traversant le métal, ce qui peut être utilisé pour expliquer le résultat comparatif de l'absorption entre la structure MDM et la structure à réseau métallique. De plus, en raison du comportement de couplage dans la structure, comme montré en Fig. 3b, l'intensité du champ électrique entre deux nanorubans d'or et le film d'or mince est environ 40 fois plus grande que celle des ondes incidentes, ce qui est bien plus grand que celui rapporté dans la ref. [25].

La figure 4a montre l'effet de la configuration de polarisation de la lumière incidente sur le spectre d'absorption de l'absorbeur de métamatériau proposé. On peut voir que la structure a un pic d'absorption net en configuration TM, mais pas en configuration TE. Évidemment, le LSPR ne peut pas être excité par la lumière incidente avec configuration TE, ce qui peut être bien expliqué par la structure asymétrique de l'absorbeur. De plus, dans un système réel, en raison de la diffusion de surface et des effets de joints de grains dans le film d'or mince, la constante d'amortissement du film d'or mince est probablement plus élevée que celle de l'or massif. Pour prendre en compte l'influence de la constante d'amortissement du film d'or mince, la figure 4b montre les spectres d'absorption calculés des constantes d'amortissement du film d'or trois et cinq fois plus élevées que celle de l'or massif. Évidemment, des pics d'absorption avec différentes amplitudes et FWHM sont observés. Les résultats montrent que la perte de matériau accrue du métal est défavorable pour améliorer davantage les propriétés d'absorption de l'absorbeur à bande étroite proposé, ce qui est cohérent avec les recherches antérieures [17].

Il est généralement connu que les propriétés de l'absorbeur de métamatériau sont fortement influencées par la forme géométrique et les dimensions structurales de la structure. Premièrement, nous étudions l'effet du nanoruban triangulaire d'or sur le spectre de réflectance de la structure conçue. Le nanoruban triangulaire d'or de la structure est retiré ou changé en nanoruban carré et semi-ellipse d'or, respectivement, comme montré en Fig. 5c–e, avec les autres paramètres inchangés en simulation. Les spectres de réflexion de ces trois structures sont analysés et comparés avec celui de la structure originale comme montré en Fig. 5f–h, respectivement. Il est facile d'observer que la structure originale peut atteindre un FWHM plus étroit et une réflectivité de creux plus faible que les trois autres structures. Pour mieux comprendre ces résultats, comme montré en Fig. 5i–l, la distribution du champ magnétique (H) au pic de résonance de ces quatre structures sont respectivement tracées et la couleur présente l'intensité du champ magnétique. L'intensité du champ magnétique de la structure originale est évidemment plus forte que les trois autres structures. Cela signifie que le LSPR peut être excité plus efficacement dans la structure originale, ce qui résulte en un FWHM plus étroit et une réflectivité de creux plus faible.

D'après la Fig. 5, la performance optique de la structure originale avec l'utilisation de nanorubans triangulaires est supérieure à celle des autres structures. Afin d'avoir une meilleure compréhension des influences des nanorubans triangulaires sur la performance optique, nous donnons un calcul et une analyse détaillés pour la structure modifiée montrée en Fig. 6a, qui contient un nanoruban trapézoïdal avec un même angle θ au nanoruban triangulaire dans la structure originale. Premièrement, comme montré en Fig. 6b, c, nous étudions la performance optique de la structure modifiée en fonction de différentes hauteurs h du nanoruban trapézoïdal quand les angles θ restent inchangés. Évidemment, quand la hauteur h est supérieure à 10 nm, la performance optique de la structure sera maintenue presque inchangée, ce qui montre que la performance optique de la structure est robuste en fabrication. Quand la hauteur h est en dessous de 5 nm, la réflectivité du creux augmente, ce qui peut être expliqué que la hauteur h est trop petite et réduirait la surface effective d'excitation du LSPR. Comme montré en Fig. 6d, e, nous étudions aussi la performance optique de la structure modifiée en fonction de différents angles θ quand la hauteur h est fixée à 15 nm. Il est facile d'observer que la performance optique de la structure modifiée change peu avec la grande plage d'angles de 35° à 68°. Cependant, la réflectivité du creux augmente évidemment à l'angle θ plus petit que 30°, ce qui peut être compris que l'angle θ trop petit peut réduire l'efficacité d'excitation du LSPR. Ainsi, par l'analyse détaillée des influences des différents paramètres d'angles entre le nanoruban trapézoïdal et les nanorubans carrés sur la performance optique, la performance d'absorption parfaite de la structure originale est attribuée à l'excitation du LSPR au coin entre le nanoruban triangulaire et les nanorubans carrés, ce qui s'accorde bien avec les résultats du champ magnétique montrés en Fig. 5i. En même temps, la structure peut maintenir de bonnes performances optiques dans une grande plage de hauteurs h et d'angles θ, ce qui suggère une grande relaxation pour la robustesse de fabrication et rend la nanostructure plus réaliste du point de vue expérimental. Finalement, considérant les processus de fabrication de la nanostructure réelle, la Fig. 6f montre la géométrie de la structure avec la rugosité de la surface or/diélectrique et le traitement de passivation pour tous les angles vifs. La comparaison de la performance optique entre la structure modifiée et la structure originale sont calculées et représentées en Fig. 6g. Évidemment, l'effet de la tolérance de fabrication sur la performance de la nanostructure est très petit, ce qui montre la performance optique robuste en fabrication.

Ensuite, nous étudions aussi les effets des dimensions structurales et des paramètres matériels, en utilisant la méthode FDTD, sur la réflectivité du creux, le FWHM et la longueur d'onde de résonance de la structure conçue. Plusieurs paramètres seront étudiés incluant l'indice de réfraction du diélectrique, la largeur du nanoruban d'or w, la largeur du nanoruban d'or d, et l'épaisseur du nanoruban d'or t₁. La figure 7 montre l'effet de l'indice de réfraction de la couche diélectrique sur le spectre de réflectance de la structure de métamatériau. Comme montré en Fig. 7a, la longueur d'onde de résonance se décale vers le rouge évidemment avec l'augmentation de n_diéléctrique, ce qui est cohérent avec la prédiction du modèle de circuit LC. Comme montré en Fig. 7b, la réflectivité du creux diminue d'abord puis augmente quand n_diéléctrique augmente, tandis que le FWHM devient plus étroit. Le FWHM et la réflectivité du creux du spectre de réflexion dépendent fortement de la force de couplage entre les nanorubans et le film d'or, résultant en différentes performances optiques avec divers matériaux diélectriques de l'espaceur diélectrique entre les nanorubans et le film d'or. La réflectivité du creux est la valeur minimale quand l'indice de réfraction de la couche diélectrique est approximativement 1,3. En même temps, le FWHM est autour de 1,85 nm, ce qui est beaucoup plus étroit que celui des absorbeurs à bande étroite publiés dans la région visible.

La figure 8 présente l'influence de la largeur du nanoruban d'or w sur le spectre de réflexion de la structure de métamatériau. Comme montré en Fig. 8a, quand la largeur du nanoruban d'or w change de 140 à 177 nm, la longueur d'onde de résonance se décale vers le bleu, ce qui s'accorde bien avec les résultats du modèle de circuit équivalent LC. La figure 8b montre que le FWHM devient plus étroit et la réflectivité du creux augmente avec l'augmentation de w. L'augmentation de la réflectivité du creux peut résulter de l'augmentation de la surface effective de métal pour refléchir la lumière incidente, avec l'augmentation de w. Les valeurs minimales de la réflectivité du creux et du FWHM ne peuvent pas être obtenues simultanément. Cependant, dans notre conception, les deux valeurs de la réflectivité du creux et du FWHM changent légèrement dans une large plage de w (140~162 nm), ce qui est favorable aux applications pratiques.

De plus, comme montré en Fig. 9a, la réflectivité du creux peut maintenir une valeur plus basse quand la largeur du nanoruban d'or d est entre 55 et 75 nm alors qu'elle augmente évidemment quand d dépasse 76 nm, ce qui peut être expliqué que une trop grande distance entre les deux nanorubans peut réduire l'efficacité d'excitation pour le LSPR, réduisant ainsi l'efficacité d'absorption de la lumière incidente. Le FWHM devient plus étroit avec l'augmentation de d, et la taille optimale de d est autour de 75 nm. D'après la Fig. 9b, la réflectivité du creux peut maintenir une valeur plus basse quand l'épaisseur du nanoruban d'or t₁ change de 35 à 50 nm alors que le FWHM devient plus étroit. Cependant, quand t₁ augmente de 50 à 60 nm, la réflectivité du creux augmente évidemment. Nous pouvons comprendre le résultat comme ceci, le nanoruban est trop épais ce qui augmenterait la réflexion de la lumière incidente. La Fig. 9c montre que la valeur minimale du creux de résonance est obtenue quand la hauteur du triangle d'or t₂ est autour de 30 nm. Dans cette structure, la réflectivité du creux est restée en dessous de 0,025 quand la hauteur du triangle d'or varie de 15 à 40 nm, ce qui est bénéfique pour concevoir la structure de métamatériau grâce à l'excellente performance de robustesse.

Il est généralement connu que la longueur d'onde de résonance de la structure de métamatériau est fortement dépendante de l'indice de réfraction du milieu environnemental, ce qui a été largement utilisé dans les applications de détection. La figure 10a montre que la longueur d'onde de résonance se décale vers le rouge évidemment quand l'indice de réfraction de l'environnement augmente, ce qui est en accord avec la prédiction du modèle LC, et la réflectivité du creux peut maintenir une valeur extrêmement basse en même temps. Quand l'IR augmente de 1,07 à 1,12, la longueur d'onde de résonance se déplace de 733,828 à 755,097 nm. La sensibilité de longueur d'onde calculée (S) est d'environ 425 nm/RIU, et le FWHM peut être aussi étroit que 1,82 nm. Ainsi, le FOM peut atteindre 233,5. Pour autant que nous sachions, le FOM est bien plus élevé que celui des capteurs d'indice de réfraction plasmoniques précédemment publiés dans la région visible. Le capteur d'indice de réfraction plasmonique proposé montre une bonne linéarité, comme montré en Fig. 10b.

Dans les applications pratiques, il est généralement nécessaire de détecter le changement d'intensité relative à une longueur d'onde fixe avec les divers indices de réfraction du milieu environnant, et la figure de mérite correspondante est définie comme FOM* = max |(dI/dn)/I| [17]. Comme montré en Fig. 11a, le FOM* change évidemment avec la diminution de w, et le maximum de FOM* peut atteindre 1,4 × 10⁵ au w d'environ 358 nm. La figure 11b montre que le FOM augmente avec la diminution de d et un maximum de FOM* est obtenu à d = 75 nm. Comme montré en Fig. 11c, quand l'épaisseur du nanoruban d'or t₁ est 35 nm, le FOM* est maximum. De plus, la Fig. 11d montre aussi que le maximum de FOM* est obtenu quand la hauteur du triangle d'or t₂ est d'environ 30 nm. Les caractéristiques du FOM et FOM* avec les changements des dimensions structurales sont étudiées numériquement, ce qui peut offrir une certaine guidance pour concevoir un capteur plasmonique à haute performance.

Conclusions

En résumé, nous proposons et démontrons numériquement un absorbeur parfait ultra-étroit avec une absorption atteignant 95 % dans la région visible. Nous faisons une analyse détaillée des influences de la forme structurales et des dimensions structurales sur les propriétés optiques de la structure de métamatériau en utilisant la méthode FDTD bidimensionnelle. En utilisant les dimensions structurales optimisées, elle présente une réflectivité du creux aussi basse que 0,001 avec un FWHM de 1,82 nm à incidence normale dans la région visible. En plus, nous avons aussi démontré sa capacité de détection. Sa sensibilité est d'environ 425 nm/RIU et le FOM peut atteindre 233,5. C'est bien mieux que celui des capteurs précédemment rapportés dans la région visible. Pour sa haute performance de détection, la structure de métamatériau peut trouver des applications dans la liaison biologique, les photodétecteurs intégrés, les applications chimiques, et ainsi de suite.

Abréviations

FDTD :

Différences finies dans le domaine temporel

FOM :

Figure de mérite

FWHM :

Largeur à mi-hauteur

LSPR :

Résonance de plasmon de surface localisée

MDM :

Métal-diélectrique-métal

S :

Sensibilité

TM :

Magnétique transverse