Ultra-smalle band Perfect Absorber en zijn toepassing als plasmonische sensor in het zichtbare gebied

Resultaten en discussie

Vervolgens starten we de discussie met de volgende structuurdimensies. De structuur heeft een roosterperiode van P = 580 nm in x-richting. De hoogten van het vierkante gouden nanolint en het driehoekige gouden nanolint zijn respectievelijk ingesteld als t ₁ = 45 nm en t ₂ = 30 nm . De diktes van de diëlektrische laag, goudfilm en substraat zijn t ₃ = 10 nm, t ₄ = 25 nm , en t ₅ = 165 nm , respectievelijk. De breedte van het driehoekige gouden nanolint en het vierkante gouden nanolint zijn d = 75 nm en w ₁ = w ₂ = w = 142nm , respectievelijk. Figuur 3a geeft de gesimuleerde absorptie-, reflectie- en transmissiespectra van de ontworpen structuur weer. Zoals weergegeven in figuur 3a, kan de absorptie-efficiëntie oplopen tot 95%, en de reflectiviteitsdip van de structuur onder 0,001 wordt gevonden bij 751.225 nm. De FWHM is 1,82 nm, wat veel smaller is dan die van de eerder gerapporteerde smalbandabsorbeerder in het zichtbare gebied [24, 28, 34, 39].

een Absorptie-, reflectie- en transmissiespectra van de voorgestelde structuur. b Verdelingen van het elektrische veld E van de MDM-structuur bij resonantiepiek. c Verdelingen van het magnetische veld H van de MDM-structuur bij resonantiepiek. d De reflectie- en absorptiespectra van de MDM-structuur en de pure metalen roosterstructuur. e Verdelingen van het elektrische veld E van de pure metalen roosterstructuur bij resonantiepiek. v Verdelingen van het magnetische veld H van de pure metalen roosterstructuur bij resonantiepiek

Om het fysieke mechanisme van de absorptiepiek uit te werken, worden de verdelingen van het elektrische veld E en het magnetische veld H bij de resonantiepiek berekend en weergegeven in Fig. 3b, c. Het is duidelijk dat, zoals getoond in figuur 3b, de elektrische veldamplitude in de gaten een waarde kan bereiken die wel 35 keer groter is dan het invallende licht. Daarom kan de voorgestelde structuur niet alleen de perfecte absorptie realiseren, maar ook de elektrische veldversterking in een nanospleet, wat een belangrijk fenomeen is in bio-sensing-toepassingen. Zoals te zien is in figuur 3c, is het meest magnetische veld geconcentreerd in de ruimte tussen twee gouden nanolinten en sommige dringt door in de diëlektrische laag, wat het koppelingseffect als gevolg van de LSPR aangeeft. Om de invloed van de diëlektrische laag en de goudfilm op de ultrasmalle FWHM en de hoge absorptieprestaties verder te begrijpen, worden vervolgens het absorptie- en reflectiespectrum geanalyseerd en vergeleken tussen de MDM-structuur en de pure metalen roosterstructuur met dezelfde dimensionale parameters, zoals weergegeven in Fig. 3d. Het is duidelijk dat de MDM-structuur een smallere FWHM heeft en een lagere reflectiviteit van de resonantiedip. Het elektrische veld en het magnetische veld van de metalen roosterstructuur worden gesimuleerd en weergegeven in respectievelijk Fig. 3e, f. Het is duidelijk dat, vergeleken met de magnetische veldverdeling van de MDM-structuur, het magnetische veld van de metalen roosterstructuur zich alleen op het oppervlak van het driehoekige gouden nanolint bevindt zonder dat het magnetische veld door het metaal gaat, wat kan worden gebruikt om het vergelijkende resultaat van de absorptie tussen de MDM-structuur en de metalen roosterstructuur. Bovendien is, vanwege het koppelingsgedrag in de structuur, zoals weergegeven in figuur 3b, de elektrische veldintensiteit tussen twee gouden nanolinten en de dunne goudfilm ongeveer 40 keer groter dan die van de invallende golven, wat veel groter is dan gerapporteerd in ref. [25].

Figuur 4a toont het effect van de polarisatieconfiguratie van invallend licht op het absorptiespectrum van de voorgestelde metamateriaalabsorbeerder. Het is te zien dat de structuur een scherpe absorptiepiek heeft in de TM-configuratie, maar niet in de TE-configuratie. Het is duidelijk dat de LSPR niet kan worden geëxciteerd door het invallende licht met TE-configuratie, wat goed kan worden verklaard door de asymmetrische structuur van de absorber. Bovendien is in een echt systeem, als gevolg van de oppervlakteverstrooiing en korrelgrenseffecten in de dunne goudfilm, de dempingsconstante van de dunne goudfilm waarschijnlijk hoger dan die van het bulkgoud. Om rekening te houden met de invloed van de dempingsconstante van de dunne goudfilm, toont figuur 4b dat de berekende absorptiespectra van de dempingsconstanten van de goudfilm drie en vijf keer hoger zijn dan die van het bulkgoud. Uiteraard worden absorptiepieken met verschillende amplitudes en FWHM waargenomen. De resultaten laten zien dat het toegenomen materiaalverlies van metaal ongunstig is om de absorberende eigenschappen van de voorgestelde smalbandabsorbeerder verder te verbeteren, wat consistent is met het eerdere onderzoek [17].

een De absorptiespectra van de voorgestelde structuur onder TE- en TM-polarisatieconfiguraties. b Berekende absorptiespectra afhankelijk van de dempingsconstante van de goudfilm

Het is algemeen bekend dat de eigenschappen van de metamateriaalabsorbeerder sterk worden beïnvloed door de geometrische vorm en structurele afmetingen van de constructie. Ten eerste onderzoeken we het effect van het driehoekige gouden nanolint op het reflectiespectrum van de ontworpen structuur. Het driehoekige gouden nanolint van de structuur wordt verwijderd of veranderd in respectievelijk een vierkant en semi-ellips gouden nanolint, zoals weergegeven in figuur 5c-e, waarbij de andere parameters in de simulatie ongewijzigd blijven. De reflectiespectra van deze drie structuren worden geanalyseerd en vergeleken met die van de oorspronkelijke structuur, zoals weergegeven in respectievelijk Fig. 5f-h. Het is gemakkelijk waar te nemen dat de originele structuur een smallere FWHM en een lagere reflectiviteitsdip kan bereiken dan drie andere structuren. Om deze resultaten beter te begrijpen, zoals getoond in Fig. 5i–l, wordt de distributie van het magnetische veld (H) bij de resonantiepiek van deze vier structuren respectievelijk uitgezet en geeft de kleur de intensiteit van het magnetische veld weer. De magnetische veldintensiteit van de oorspronkelijke structuur is duidelijk sterker dan de drie andere structuren. Dit betekent dat LSPR efficiënter kan worden geëxciteerd in de oorspronkelijke structuur, wat resulteert in een smallere FWHM en een lagere reflectiviteitsdip.

a–e Schema van het voorgestelde metamateriaal met verschillende nanostructuren van één eenheidscel. f–h Reflectiespectra van de verschillende structuren. i–l Verdelingen van het magnetische veld H bij de resonantiepiek van de overeenkomstige structuren

Uit figuur 5 blijkt dat de optische prestaties van de oorspronkelijke structuur met het gebruik van driehoekige nanolinten superieur zijn aan die van de andere structuren. Om meer inzicht te krijgen in de invloeden van de driehoekige nanoribbons op de optische prestaties, geven we een gedetailleerde berekening en analyse voor de gewijzigde structuur getoond in Fig. 6a, die een trapeziumvormige nanoribbon bevat met dezelfde hoek θ aan de driehoekige nanoribbon in originele structuur. Ten eerste onderzoeken we, zoals getoond in Fig. 6b, c, de optische prestaties van de gemodificeerde structuurafhankelijkheid van verschillende hoogten h van het trapeziumvormige nanolint wanneer de hoeken θ blijft onveranderd. Het is duidelijk dat wanneer de hoogte h meer dan 10 nm is, de optische prestaties van de structuur vrijwel ongewijzigd zullen blijven, wat aantoont dat de optische prestaties van de structuur robuust zijn bij de fabricage. Aangezien de hoogte h lager is dan 5 nm, neemt de reflectiviteitsdip toe, wat kan worden verklaard dat de hoogte h is te klein om het effectieve gebied van de excitatie van LSPR te verlagen. Zoals getoond in Fig. 6d, e, onderzoeken we ook de optische prestaties van de gemodificeerde structuurafhankelijkheid van verschillende hoeken θ wanneer de hoogte h is ingesteld op 15 nm. Het is gemakkelijk waar te nemen dat de optische prestaties van de gewijzigde structuur weinig veranderen met het grote hoekbereik van 35° tot 68°. De reflectiviteitsdip neemt echter duidelijk toe onder de hoek θ kleiner dan 30°, hetgeen kan worden begrepen dat de te kleine hoek θ kan de excitatie-efficiëntie van LSPR verminderen. Door de gedetailleerde analyse van de invloeden van de verschillende parameters van hoeken tussen de trapeziumvormige nanoribbon en de vierkante nanoribbons op de optische prestaties, wordt de perfecte absorptieprestatie van de originele structuur toegeschreven aan de excitatie van LSPR in de hoek tussen de driehoekige nanoribbon en de vierkante nanoribbons, die goed overeenkomen met de resultaten van het magnetische veld getoond in Fig. 5i. Tegelijkertijd kan de structuur goede optische prestaties behouden in een groot aantal hoogtes h en hoeken θ , wat een grote ontspanning suggereert voor de robuustheid van de fabricage en de nanostructuur realistischer maakt in experimenteel oogpunt. Ten slotte toont figuur 6f, gezien de fabricageprocessen van de eigenlijke nanostructuur, de geometrie van de structuur met de ruwheid van het goud / diëlektrische oppervlak en de passiveringsbehandeling voor alle scherpe hoeken. De vergelijking van de optische prestaties tussen de gewijzigde structuur en de originele structuur wordt berekend en weergegeven in Fig. 6g. Het is duidelijk dat het effect van de fabricagetolerantie op de prestaties van de nanostructuur erg klein is, wat de robuuste optische prestaties bij fabricage laat zien.

een De gewijzigde structuur met een trapeziumvormig nanolint met dezelfde hoek θ naar het driehoekige nanolint. b , c Vergelijking van reflectiespectra tussen de nanostructuren met verschillende hoogtes h , wanneer de θ ongewijzigd houden. d , e Vergelijking van reflectiespectra tussen de nanostructuren met verschillende hoeken θ , wanneer de hoogte h = 15 nm. v De gewijzigde structuur met de ruwheid van het goud/diëlektrische oppervlak en de passiveringsbehandeling voor alle scherpe hoeken. g Vergelijking van reflectiespectra tussen de gewijzigde structuur en de originele structuur, wanneer de l is ingesteld op 3 nm

Vervolgens onderzoeken we ook de effecten van de structuurdimensie en materiaalparameters, met behulp van de FDTD-methode, op de reflectiviteit van dip, FWHM en resonantiegolflengte van de ontworpen structuur. Verschillende parameters zullen worden bestudeerd, waaronder de brekingsindex van het diëlektricum, gouden nanobandbreedte w , de gouden nanobandbreedte d , en de gouden nanolintdikte t ₁ . Figuur 7 toont het effect van de brekingsindex van de diëlektrische laag op het reflectiespectrum van de metamateriaalstructuur. Zoals getoond in Fig. 7a, verschuift de resonantiegolflengte duidelijk naar rood met toenemende n _{diëlektrisch} , wat consistent is met de voorspelling van het LC-circuitmodel. Zoals weergegeven in Fig. 5b, wordt de reflectiviteitsdip eerst verminderd en vervolgens verhoogd wanneer de n _{diëlektrisch} wordt verhoogd, terwijl FWHM smaller wordt. De FWHM en reflectiviteitsdip van het reflectiespectrum hangen sterk af van de koppelingssterkte tussen de nanoribbons en de goudfilm, wat resulteert in de verschillende optische prestaties met verschillende diëlektrische materialen van diëlektrische afstandhouders tussen de nanoribbons en de goudfilm. De reflectiviteitsdip is de minimumwaarde wanneer de brekingsindex van de diëlektrische laag ongeveer 1,3 is. Tegelijkertijd is de FWHM ongeveer 1,85 nm, wat veel smaller is dan die van de gepubliceerde smalbandabsorbeerder in het zichtbare gebied [24, 28, 34, 39].

een Reflectiespectra als functie van de brekingsindex van de diëlektrische laag. b Reflectiviteit van de resonantiedip en FWHM als functies van de brekingsindex van de diëlektrische laag

Afbeelding 8 geeft de invloed weer van de gouden nanoribbon-breedte w op het reflectiespectrum van de metamateriaalstructuur. Zoals weergegeven in Fig. 8a, wanneer de gouden nanoribbon-breedte w verandert van 140 naar 177 nm, de resonantiegolflengte blauwverschuivingen, wat goed overeenkomt met de resultaten van het equivalente LC-circuitmodel. Figuur 8b laat zien dat FWHM smaller wordt en de reflectiviteitsdip toeneemt met de toename van w . De toename van de reflectiviteitsdip kan het gevolg zijn van de toename van het effectieve metaaloppervlak voor het reflecteren van het invallende licht, met toenemende w . De minimale waarden van reflectiviteitsdip en de FWHM kunnen niet gelijktijdig worden verkregen. In ons ontwerp veranderen zowel de waarden van de reflectiviteitsdip als de FWHM enigszins in een groot bereik van w (140~162 nm), wat gunstig is voor praktische toepassingen.

een Reflectiespectra als functie van de gouden nanoribbons breedte w . b Reflectiviteitsdip en FWHM als functies van de gouden nanoribbons breedte w

Bovendien, zoals weergegeven in Fig. 9a, kan de reflectiviteitsdip een lagere waarde aanhouden wanneer de gouden nanoribbon-breedte d ligt tussen 55 en 75 nm, terwijl het duidelijk toeneemt wanneer d groter is dan 76 nm, wat kan worden verklaard dat een te grote afstand tussen de twee nanolinten de excitatie-efficiëntie voor LSPR kan verminderen, waardoor de absorptie-efficiëntie van invallend licht wordt verminderd. De FWHM wordt smaller met toenemende d , en de optimale grootte van d ligt rond de 75 nm. Uit Fig. 9b kan de reflectiviteitsdip een lagere waarde behouden wanneer de gouden nanolintdikte t ₁ verandert van 35 naar 50 nm terwijl de FWHM smaller wordt. Echter, wanneer t ₁ toeneemt van 50 naar 60 nm, neemt de reflectiviteitsdip duidelijk toe. We kunnen het resultaat als volgt begrijpen, het nanolint is te dik om de reflectie van het invallende licht te vergroten. Figuur 9c laat zien dat de minimumwaarde van de resonantiedip wordt verkregen wanneer de driehoekige goudhoogte t ₂ ligt rond de 30 nm. In deze structuur was de reflectiviteitsdip lager dan 0,025 wanneer de driehoekige goudhoogte varieert van 15 tot 40 nm, wat gunstig is voor het ontwerp van de metamateriaalstructuur vanwege de uitstekende robuustheidsprestaties.

een Reflectiviteitsdip en FWHM als functies van de driehoekige gouden nanoribbonbreedte d . b Reflectiviteitsdip en FWHM als functies van de gouden nanoribbons dikte t ₁ . c Reflectiviteit van de resonantiedip en FWHM als functies van de driehoekige goudhoogte t ₂

Het is algemeen bekend dat de resonantiegolflengte van de metamateriaalstructuur sterk afhankelijk is van de brekingsindex van het omgevingsmedium, dat op grote schaal wordt gebruikt in detectietoepassingen. Figuur 10a laat zien dat de resonantiegolflengte rood duidelijk 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 naar 1,12, verschuift de resonantiegolflengte van 733,828 naar 755.097 nm. De berekende golflengtegevoeligheid (S ) is ongeveer 425 nm/RIU en FWHM kan zo smal zijn als 1,82 nm. Zo 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 [24, 28, 34, 39]. De voorgestelde plasmonische brekingsindexsensor vertoont een goede lineariteit, zoals weergegeven in figuur 10b.

een Reflectiespectra van de plasmonische brekingsindexsensor met verschillende brekingsindexen van de omgeving. b Resonante golflengteverschuiving ten opzichte van de omringende brekingsindex

In praktische toepassingen is het meestal nodig om de relatieve intensiteitsverandering te detecteren bij een vaste golflengte met de verschillende brekingsindexen van het omringende medium, en de overeenkomstige verdienste wordt gedefinieerd als FOM* = max |(dI /dn )/Ik | [17]. Zoals getoond in Fig. 11a, verandert de FOM* uiteraard met afnemende w , en het maximum van FOM* kan 1,4 × 10 ⁵ . bereiken bij de w van ongeveer 358 nm. Figuur 11b laat zien dat de FOM toeneemt met afnemende d en maximaal FOM* wordt behaald bij d = 75 nm. Zoals weergegeven in Fig. 11c, wanneer de gouden nanolintdikte t ₁ is 35 nm, de FOM* is maximaal. Bovendien laat figuur 11d ook zien dat het maximum van FOM* wordt verkregen wanneer de driehoekige goudhoogte t ₂ is ongeveer 30 nm. De kenmerken van de FOM en FOM* met de veranderingen van de structuurdimensies worden numeriek onderzocht, wat een zekere leidraad kan bieden bij het ontwerpen van een hoogwaardige plasmonische sensor.

a–d FOM en FOM* als functies van de gouden nanoribbon breedte w , de driehoekige gouden nanoribbon breedte d , de gouden nanoribbons dikte t ₁ , en de driehoekige gouden hoogte t ₂ , respectievelijk