Het genereren en manipuleren van hoogwaardige factoren van Fano-resonantie in Nanoring-resonator door een halve nanoring te stapelen

Resultaten en discussie

Figuur 2a, c toont de optische eigenschappen van de plasmonische nanostructuren, die afzonderlijk worden beschouwd. Omdat de nanostructuren alleen oneven modi van plasmonische resonanties vertoonden bij normale inval [25], de derde-orde modus van de nanoring bij 1027 nm A kan worden geëxciteerd onder de normale verlichting met polarisatie langs de y -as, wat impliceert dat de resonantiemodus van de derde orde van de nanoring superradiant is. In deze geometrie komt de Fano-lijnvorm voort uit de gehybridiseerde koppeling tussen een plasmonresonantie van de schijf en een plasmonresonantie ondersteund door het plakje anti-dot [34, 35], die kwalitatief kan worden beschreven als de dipolaire plasmonschijf geassocieerd met een schijfvormig gat in een metalen film (gatenstructuur) [36], zoals expliciet getoond in Fig. 2b. Uit Fig. 2b kunnen we duidelijk het plasmonhybridisatieconcept gebruiken om de oorsprong van de derde-orde Fano-resonantie te verklaren, waarbij de plasmonmodi kunnen worden begrepen als binding (D _B ) of antibanding (D _AB ) moduscombinatie van de nanodisk (D _D ) en de anti-punt (D _H ) plasmonmodi. Verder is de dipool van enkele halve nanoring eerste-orde modus bij 1297 nm B wordt duidelijk waargenomen, zoals expliciet getoond in Fig. 2c.

een Transmissie-eigenschappen van spectra van alleen volledige nanoring. De verdeling van z -component van elektrisch veld bij de golflengte van 1027 nm aangegeven door de inzet A. b Mechanisme van de plasmonische hybridisatie tussen de dipolaire modi van de schijf (D _D ) en anti-punt (gat) (D _H ) structuren en het energiediagram van de gedegenereerde plasmonbinding (D _B ) en antibinding (D _AB ) modi. De tekens "+" en "−" vertegenwoordigen respectievelijk de positieve en negatieve ladingen. c Transmissiespectra van de enkele halve nanoring. De verdeling van z -component van elektrisch veld bij de golflengte van 1297 nm aangegeven door de inzet B

Om de transmissiekenmerken van de gestapelde nanostructuur verder op te helderen, hebben we ook berekend dat de spectrale respons van het gestapelde systeem een ​​combinatie is van de afzonderlijke laagmodi, zoals weergegeven in figuur 3a. Om het positieve en negatieve dipoolmoment volledig te compenseren, kan een tweede-orde modus Fano-resonantie niet direct worden gestimuleerd, behalve de manier van een schuine inval [22]. Afbeelding 3b toont de modus van de derde orde (m =3) Fano-resonantie is vergelijkbaar met het eerder geanalyseerde geval in figuur 2b. Toen de halve nanoring die op de nanoring stond werd onderzocht, werd de derde-orde modus (m =3) Fano-resonantie blijft bijna onveranderlijk. Daarnaast is de tweede-orde-modus (m =2) Fano-resonantie-efficiëntie werd bereikt bij een golflengte van 1160 nm, zoals expliciet getoond in Fig. 3c. Als we de superradiante plasmonresonantiemodi vergelijken, kunnen we concluderen dat de Fano-resonantie voortkomt uit stapelingsinvloed. En een wijziging van de omstandigheid in of rond de nanoringen heeft invloed op de resonantiemodus [10]:de resonantiegolflengte zal veranderen in vergelijking met die van de enkele nanoring of halve nanoring. Het stapelcontact veroorzaakt een sterke blauwverschuiving van de fundamentele eerste-orde-modus, terwijl de geometrische vorm van de stapelende nanoring/halve nanoring nog steeds een efficiënte excitatie van hogere orde-modi mogelijk maakt. Deze twee plasmonresonante eerste-ordemodi van de stapelende nanoring/halve nanoring zijn blauwverschoven naar 1160 nm, wat resulteert in het bestaan ​​van tweede-ordemodus (m =2) Fano-resonanties, waarbij de eerste-orde-modus van de nanoring op een relatief lange golflengte meer verschuift dan de halve nanoring. We laten zien dat nieuwe resonantiemodi van het Fano-type worden opgewekt vanwege de hybridisatie tussen de eerste-orde-modus van de nanoring en de halve nanoring. Aangezien deze twee modi elkaar kunnen beïnvloeden, kan dit worden toegeschreven aan de compensatie van het vertragingseffect tijdens Fano-interferentie. Het ligt voor de hand om die tweede-orde-modus (m =2) Fano-resonantie wordt bepaald door de stapel van de halve nanoring vanwege de verschillende transmissiedistributies en voortplantingskenmerken van de nanostructuur. Zoals kan worden waargenomen, heeft enerzijds het bestaan ​​van de halve nanoring weinig invloed op de derde-orde-modus (m =3) Fano-resonantie, die de geweldige eigenschappen behoudt. Anderzijds laat het zien dat de halve nanoring een positieve invloed heeft op de tweede orde modus (m =2) Fano-resonantie. Opvallend is dat de volledige breedte bij halfmaximum (FWHM) van tweede-orde-resonantie 14 nm is, wat een kwaliteitsfactor (Q laat zien) -factor) tot 82,8. En we berekenden dat de FWHM van de derde-orde resonantie in de gestapelde nanostructuur 9 nm is, die zich effectief op 1027 nm bevindt met een hoge kwaliteitsfactor van 114. Twee hoge kwaliteitsfactoren in de gestapelde worden bereikt door de stapeling tussen de samenstellende elementen, die groter is dan 20 [37], 50 [38] en 62 [10]. Bovendien kan de defaseringstijd van de geïnduceerde resonantiemodus de eigenschappen van de resonanties cruciaal beïnvloeden. We hebben de defaseringstijd van de geïnduceerde resonantiemodus berekend via T _r =2 ℏ /Γ _L (r =2, 3) [39,40,41], waarbij ℏ is de gereduceerde constante van Planck en Γ _L is de homogene lijnbreedte van de Fano-resonantie. De defaseringstijd van de tweede-orde resonantiemodus (m =2) T ₂ wordt geschat op 0,10 ps, ​​en de derde-orde resonantiemodus (m =3) T ₃ wordt geschat op 0,12 ps. Sinds de Fano-resonanties, defaseringstijden T ₀ worden verondersteld in de orde van 10 fs [41] te zijn en zijn dus te kort om betrouwbaar te worden opgelost met beschikbare laserpulsen. Beide T ₂ en T ₃ zijn groter dan de algemene Fano-resonanties defaseringstijden T _0, die gemakkelijk kan worden gerealiseerd.

een Transmissiespectra van het gekoppelde systeem in figuur 1 (aangegeven met zwarte lijn) door de halfzilveren nanoring gekoppeld aan de volledige zilveren nanoring. b , c Verdelingen van z -component van elektrisch veld bij golflengten van 1027 (m =3) en 1160 nm (m =2), respectievelijk

Vervolgens wordt ook de afhankelijkheid van Fano-resonantie van parameters van het systeem bestudeerd. Inderdaad, zoals het geval is voor de plasmonische resonator, kan men de spectrale kenmerken van de resonanties selecteren door de rotatiehoek van de hand-helix van de halve nanoring te veranderen. Als we kijken naar normale inval met lineair gepolariseerd licht langs de y -as (θ =0°), is te zien dat voor θ =0°, alleen de tweede- en derde-orde resonantiemodi worden geëxciteerd, zoals getoond in Fig. 3a. Fig. 4a toont echter spectra van een kleine variatie van de rotatiehoek van de hand-helix die veel meer invloed heeft op de nanostructuren, waarbij wordt opgemerkt dat de rotatie van 5 ° van de halve nanoring leidt tot een nieuwe modusresonantie (genaamd rotatiemodus m =r ). Het is duidelijk dat wanneer de halve nanoring samen met θ . wordt geplaatst =5° rotatie, er zijn drie asymmetrische dips in het spectrum. Om de gehybridiseerde modi te identificeren, plotten we de verdelingen van de oppervlaktelading die overeenkomen met de drie dips in het gehybridiseerde spectrum, zoals weergegeven in Fig. 4b-d. Het elektrische velddiagram beschrijft de hybridisatie van de plasmonmodi die door dit gestapelde systeem worden ondersteund. Bovendien moet men opmerken dat de derde-orde-modus (m =3) als een superradiante modus onder een dergelijke excitatie bijna geen verandering langs de y -as van de nanostructuur, terwijl de tweede-orde Fano-resonantie (m =2) is consistent met het mechanisme hierboven, geïdentificeerd als een hybridisatie eerste-orde-modus van halve nanoring en de nanoring. Met name de modus voor rotatieresonanties (m =r ) van de nanoring kan vanwege het vertragingseffect niet in een enkele configuratie worden geëxciteerd. De dip in de golflengterotatiemodi (m =r ) is ook gehybridiseerd tussen resonantie-eerste-ordemodi van de halve nanoring en de nanoring. In de situatie van rotatie vertoont de Fano-resonantie dezelfde ladingsverdeling met de tweede orde modus (m =2), maar met een structurele hand-helix-rotatiehoek, zoals weergegeven in de ladingsverdeling in figuur 4d. Gebaseerd op de tweede-orde-modus, wordt de rotatiemodus ondersteund door een roterende methode en vertoont deze een asymmetrische roodverschuiving (verschuiving naar lange golflengte). De draaiende halve nanoring heeft een dubbele functie:de ene wordt gebruikt als een halve nanoring om de tweede-orde-modus te genereren en de andere wordt gebruikt als een draaiende halve nanoring om de rotatiemodus te activeren. Merk op dat de resonantie van de dip in het spectrum kan versterken of verdwijnen, wat resulteert in de flexibele modulatie in geïntegreerde schakelingen.

een De spectrale respons van zilveren nanostructuur met een veranderende hoek θ =5° van de halve nanoring. Verdelingen van z -component van elektrisch veld bij golflengten van 1027 (b ), 1160 (c ), en 1346 nm (d ), respectievelijk

Figuur 5 toont spectra van nanostructuur met dezelfde diameters maar met een veranderende helixhoek van de halve nanoring die afwijkt van de richting van de polarisatie van het elektrische veld. Het hoekverschil leidt tot de variatie van de rotatieresonantiemodus (m =r ), wat in overeenstemming is met de bovenstaande analyse van de modi. Wanneer het hoekverschil erg groot wordt, zoals in het geval van θ =0° tot θ =30°, de lijnvorm van het gehybridiseerde spectrum wordt meer onderscheidend. Het is te zien dat de modus (m =r ) is niet dominant genoeg omdat de halve nanoring een klein rotatiemoment heeft vanwege zijn kleine hoekgrootte. En de draaiende resonantiemodus wordt duidelijk groter met de hoek. De hele structuur vertoont dus drie modi. Bovendien is de tweede-orde-modus (m =2) wordt kleiner sinds het netto moment langs de y -as is klein, wat resulteert in zwakke interferentie die onvoldoende is voor een onderscheidend Fano-profiel in tweede-orde-modus (m =2). Naarmate de hoek van de halve nanoring groter wordt, wordt het resonantieverschil duidelijk, zodat de overlap van de twee modi prominent is, waardoor het asymmetrische Fano-profiel (m =r ) onderscheidend.

De blauwe, groene, rode en oorsprongslijn geven de simulatietransmissiespectra weer voor verschillende rechtse rotatiehoeken θ =respectievelijk 0°, 10°, 20° en 30°, met de andere parameters hetzelfde als in Fig. 1

Het is interessant om te zien dat voor nanostructuur die bestaat uit een nanoring met dezelfde lengte maar een halve nanoring, ook een onderscheidende (eigenlijk veel scherpere) tweede-orde-modus Fano-resonantie kan worden opgewekt, die twee hoogwaardige Fano tegelijkertijd kan stimuleren. tijd, bij te dragen aan de ontwikkeling van geïntegreerde schakelingen. Dit toont verder aan dat de speciale vorm van de nanoring verschilt van die in andere nanodeeltjessystemen. De reden voor het specifieke gedrag van plasmonhybridisatie is dat voor de halve nanoring waar hun uiteinden relatief docking nanoring zijn, waar de sterke invloed de even-modus van de nanostructuur zal induceren. Maar omdat de hoek van de halve nanoring wordt gevarieerd, wordt de rotatiemodus (m =r ) worden aangeslagen, wat vervolgens drie Fano-resonantieprofielen oplevert. Natuurlijk, wanneer de halve nanoring naar een andere richting verschuift vanaf de y -richting van het concentrische systeem (in het geval van θ =0°, − 10°, − 20°, − 30°), het fenomeen van de nanostructuur is hetzelfde als in Fig. 5. We kunnen dezelfde conclusies trekken dat een kleine variatie van de rotatiehoek veel meer impact heeft op de nanoring resonantiemodi. Er is de nieuwe modusresonantie (rotatiemodus m =r ) consistent met de eerdere beschrijvingen.