Optisch actieve plasmonische metasurfaces gebaseerd op de hybridisatie van in-plane koppeling en out-of-plane koppeling

Resultaten en discussie

Zoals getoond in Fig. 2a, berekenen en tonen we de reflectie- en absorptiespectra van het voorgestelde meta-oppervlak rond 1550 nm bij normale inval onder TM-gepolariseerd licht. Voor het absorptiespectrum zijn er twee verschillende absorptiepieken op 1550 en 1588 nm met een bijna perfecte absorptie-efficiëntie van respectievelijk meer dan 99,9%. Van het reflectiespectrum getoond in figuur 2b, observeren we een EIT-achtige spectrale respons van dit meta-oppervlak in dit golflengtebereik, en dezelfde resultaten van reflectiespectra worden aangetoond door respectievelijk FDTD en FEM te gebruiken. Het reflectiespectrum van het voorgestelde meta-oppervlak onder TE-polarisatie (de elektrische component loodrecht op het invalsvlak) wordt ook weergegeven in Fig. 2b met een zwarte lijn, en de reflectie is dichtbij één, wat aangeeft dat er geen absorptie optreedt in dit meta-oppervlak voor TE-polarisatie. De polarisatieafhankelijkheid van dit meta-oppervlak kan eenvoudig worden verklaard door het asymmetrische ontwerp van het voorgestelde meta-oppervlak. Daarom koppelt dit meta-oppervlak efficiënt voor TM-polarisatie en blijft het donker voor TE-polarisatie.

een Absorptie- en reflectiespectra van het plasmonische meta-oppervlak weergegeven in figuur 1. b De reflectiespectra van het meta-oppervlak getoond in Fig. 1 berekend door respectievelijk FDTD en FEM. c Het plasmonische meta-oppervlak bestaat uit twee goudstaven met verschillende afstanden tot het goudsubstraat. d Reflectiespectrum van het plasmonische meta-oppervlak weergegeven in c

Om het EIT-achtige fenomeen van het voorgestelde meta-oppervlak in figuur 2a gemakkelijk te verklaren, beschouwen we in eerste instantie een relatief eenvoudig meta-oppervlak zonder nanospleet getoond in figuur 2c, dat is samengesteld uit twee gouden nanobars met verschillende afstanden tot het gouden substraat. Het reflectiespectrum van dit meta-oppervlak zonder nanospleet wordt berekend en weergegeven in figuur 2d. Er ontstaat duidelijk een EIT-achtige spectrale respons met een asymmetrische lijnvorm, wat mogelijk te wijten is aan het koppelingseffect tussen de twee goudstaven. Vervolgens wordt het symmetriebrekende proces (Fig. 3a-c) van de structuur onderzocht om het onderliggende vormingsproces van het EIT-achtige venster te verduidelijken. De variaties van de reflectiespectra met veranderende ∆d worden berekend en weergegeven in Fig. 3d. Voor ∆d = 0, er is slechts één reflectiedip rond 1653 nm in de werkende golfband, zoals weergegeven in figuur 3e. Als ∆d toeneemt, merken we dat er een EIT-achtige spectrale respons verschijnt met twee reflectiedips (ω _Links en ω _Juist ). Als u ∆d . verder verhoogt , de ω _Links modus kan verder worden verbeterd, en deze berekende resultaten geven aan dat de ω _Links modus kan zeer relevant zijn voor de gouden nanobar A. Tegelijkertijd, met toenemende ∆d , de resonantiegolflengte van ω _Links modus toont een lichte rode verschuiving en de resonantiegolflengte van ω _Juist modus blijft bijna geen verandering rond 1653 nm. Door de bovenstaande analyse kan het genereren van EIT-achtige verschijnselen worden bijgedragen aan de asymmetrie van de nanostructuur. Bovendien, om de plasmonische resonantie bij 1395 nm in de reflectiespectra getoond in figuur 3d, g, te interpreteren, worden de reflectiespectra vergeleken tussen het ontworpen meta-oppervlak en de metalen roosterstructuur (zie inzet van figuur 3g). Voor de metalen roosterstructuur is er ook een resonantiedip bij 1395 nm, als gevolg van de excitatie van oppervlakteplasmonpolariton (SPP) uit eerder gerapporteerde onderzoeken [58, 59]. De plasmonische resonantie van dit meta-oppervlak bij 1395 nm wordt dus veroorzaakt door de excitatie van SPP.

een –c Het symmetriebrekingsproces van het plasmonische meta-oppervlak getoond in figuur 2c. d De reflectiespectra van het plasmonische meta-oppervlak met verschillende ∆d bij het golflengtebereik van 1100-1800 nm. e Het reflectiespectrum van het plasmonische meta-oppervlak met ∆d = 0 bij het golflengtebereik van 1550-1800 nm. v De reflectiespectra van het plasmonische meta-oppervlak met verschillende ∆d bij het golflengtebereik van 1550-1800 nm. g De reflectiespectra van het plasmonische meta-oppervlak met verschillende ∆d = 92 nm en de volledig metalen structuur bij respectievelijk het golflengtebereik van 1100-1800 nm

Vervolgens onderzoeken we respectievelijk de reflectiespectra van het meta-oppervlak dat is geconstrueerd met behulp van filmgekoppelde nanobar-systemen met alleen de gouden nanobar A en de gouden nanobar B, zoals weergegeven in Fig. 4a, b. Wanneer geëxciteerd met afzonderlijk TM-invallend licht, een smallere plasmonmodus (ω _A ) wordt geëxciteerd in het meta-oppervlak met gouden nanobar A en een bredere plasmonmodus (ω _B ) wordt waargenomen in het meta-oppervlak met gouden nanobar B. Om het fysieke mechanisme achter deze twee plasmonmodi duidelijker te illustreren, berekenen we respectievelijk de magnetische veldverdelingen bij deze twee reflectiedips, zoals weergegeven in Fig. 4c, d. De rode pijlen geven stromen weer, terwijl de kleurenkaart de grootte van het magnetische veld weergeeft. Voor de ω _A modus getoond in Fig. 4a, kan worden waargenomen dat het magnetische veld beperkt is tot de opening tussen de gouden nanobar A en het gouden substraat. Bovendien worden de antiparallelle stromen waargenomen aan de boven- en onderkant van de interne metalen interfaces. Daarom wordt de plasmonmodus voornamelijk geassocieerd met magnetische resonantie veroorzaakt door circulerende stromen, en wordt de invallende lichtenergie gedissipeerd door het ohmse verlies van metaal, waardoor de reflectiedip in ω wordt veroorzaakt _A modus. Dan, voor de ω _B modus in Fig. 4b, zijn de circulatiestromen in de tegenovergestelde richting van die van de stromen van de ω _A modus, die ook de magnetische resonantie kan opwekken. Voor het filmgekoppelde nanobar-systeem met zowel gouden nanobar A als gouden nanobar B, kan het fenomeen in figuur 5a ook worden behandeld als dubbele Fano-resonanties met twee reflectiedips (ω _Links en ω _Juist ) vanwege de asymmetrische lijnvorm [3]. Deze asymmetrische Fano-achtige spectraallijnvorm en een EIT-achtig venster wordt verkregen uit de destructieve interferentie tussen de smallere plasmonmodus (ω _A ) getoond in Fig. 4a en de bredere plasmon-modus (ω _B ) getoond in Fig. 4b. Voor zover wij weten, worden Fano-resonanties voor het eerst waargenomen in kunstmatig gestructureerde arrays van dezelfde gevormde resonatoren met asymmetrische posities.

een Reflectiespectrum van het plasmonische meta-oppervlak met alleen de gouden nanobar A. b Reflectiespectrum van het plasmonische meta-oppervlak met alleen de gouden nanobar B. c Berekende magnetische veldverdelingen H van het meta-oppervlak bij resonantiegolflengten van ω _A modus. d Berekende magnetische veldverdelingen H van het meta-oppervlak bij resonantiegolflengten van ω _B modus. (De dikte van zowel goud A als goud B is 92 nm; de breedte van zowel goud A als goud B is 92 nm; de dikte van polymeer is 110 nm; de periode is 1395 nm)

een Reflectiespectrum van het plasmonische meta-oppervlak weergegeven in figuur 2. b , c Berekende magnetische veldverdelingen H van het meta-oppervlak bij resonantiegolflengten van de ω _Links modus en ω _Juist modus resp. d , e Berekende elektrische veldverdelingen (|E _loc |/|E ₀ |) van het meta-oppervlak bij resonantiegolflengten van de ω _Links modus enω _Juist modus, respectievelijk

Om het fysieke mechanisme achter deze twee plasmonische resonanties verder te onderzoeken (ω _Links en ω _Juist ) getoond in Fig. 4c, het magnetische veld H en elektrisch veld |E _loc |/|E ₀ | verdelingen bij de golflengten van deze twee resonanties worden berekend en weergegeven in figuur 5. Enerzijds, volgens figuur 5b, c, zijn de magnetische velden voornamelijk gelokaliseerd in de diëlektrische laag tussen de gouden nanobars en het gouden substraat, die is het belangrijkste kenmerk van de out-of-plane koppeling tussen de goudstaven en het Au-substraat. Het is duidelijk dat er verschillende veldverdelingen worden waargenomen voor deze twee resonanties die worden geëxciteerd bij twee absorptiepieken. Voor de ω _Links modus, is het magnetische veld gelokaliseerd in de opening tussen de gouden nanobar A en het gouden substraat, wat aangeeft dat de ω _Links modus is nauw verwant aan de out-of-plane koppeling tussen de gouden nanobar A en het gouden substraat, die vergelijkbaar is maar niet hetzelfde is als het magnetische veld van de ω _A modus in Fig. 4c vanwege de koppeling tussen de ω _A modus en ω _B modus. Voor deω _Juist modus, is het magnetische veld gelokaliseerd op de nanogap tussen de gouden nanobar B en het substraat. Daarom is de ω _Juist modus wordt voornamelijk bijgedragen aan de out-of-plane koppeling tussen de gouden nanobar B en het gouden substraat. Aan de andere kant zijn de elektrische velden sterk versterkt en gelokaliseerd in een ultraklein gebied aan de randen van de goudstaven. Dan, behalve de fysieke verschijnselen van EIT, kan dit meta-oppervlak ook worden behandeld als plasmonische nanoantennes (PN's), waardoor de invallende lichten in de vrije ruimte worden beperkt tot het subgolflengtegebied met de lokale veldverbetering, wat een zeer belangrijk en fundamenteel onderzoek is voor nanofotonische systemen. Hier, de factor |E _loc |/|E ₀ | is gedefinieerd om de prestaties van lokale elektrische veldverbeteringen van PN's te evalueren. Zoals weergegeven in figuur 5d, e, kunnen de lokale elektrische veldversterkingen van het meta-oppervlak oplopen tot 75. Hoewel lokale elektrische veldverbeteringen worden bereikt met behulp van filmgekoppelde nanobar-systemen, is er volgens figuur 4c nog steeds een veel werk om een ​​bijna perfecte absorptie te realiseren, wat resulteert in een kleine modulatiediepte. Uit eerdere onderzoeken [8] weten we dat het bereiken van zowel een grote lokale verbetering van het elektrische veld als een bijna perfecte absorptie een breed scala aan toepassingen ten goede zal komen, waaronder plasmonische sensoren, fotokatalytische watersplitsing, SERS en SEIRA. Bovendien vertoont deze meta-oppervlaktestructuur een relatief bredere lijnbreedte. Omdat de Q-factor van plasmonische resonantie wordt gedefinieerd als Q = λ/volledige breedte op half maximum (FWHM), zal een bredere resonantie leiden tot een lagere Q-plasmonresonantie. Daarom kunnen de brede FWHM en kleine modulatiediepte van die resonanties toepassingen zoals detectie van de brekingsindex, polarisatieomschakeling en het vertragen van licht belemmeren, waar een scherpe spectrale respons gewenst is.

Om tegelijkertijd grote lokale elektrische veldversterking, bijna perfecte absorptie en hoge Q-factorresonantie te realiseren, introduceren we hier het concept van de hybridisatie van out-of-plane plasmonkoppeling en in-plane plasmonkoppeling in dit werk. Het is duidelijk dat, vergeleken met het filmgekoppelde nanobar-meta-oppervlak op basis van out-of-plane koppeling, dit voorgestelde meta-oppervlak in Fig. 1 superieure absorptie-eigenschappen heeft zoals getoond in Fig. 2. In het bijzonder is de FWHM van de plasmonische resonantie bij 1550 nm 7 nm , wat resulteert in een Q-factor (Q = λ /FWHM = 1550 nm/7 nm) van 221,43, wat veel hoger is dan die van eerder gerapporteerde werken [36,37,38,39,40,41,42]. Om verder fysiek inzicht te krijgen in de Fano-resonanties met hoge Q en de perfecte absorptie die voortkomt uit het oorspronkelijke meta-oppervlak in Fig. 1, plotten we de gesimuleerde magnetische en elektrische veldverdeling bij resonantiegolflengten van 1550 nm ₁ ) en 1588 nm (ω ₂ ), zoals weergegeven in Fig. 6. Het is duidelijk dat het magnetische veld zich voornamelijk in de opening tussen de goudstaaf en het goudsubstraat bevindt, en een deel van het magnetische veld wordt voortgeplant naar het nanoslib tussen twee gouden nanobars. Anders dan het elektrische veld dat alleen resulteert uit de out-of-plane koppeling zoals weergegeven in figuur 5d, e, is het elektrische veld van dit voorgestelde meta-oppervlak ook sterk gelokaliseerd in een ultraklein gebied tussen de twee goudstaven volgens figuur 6c, d, wat de sterke gelokaliseerde oppervlakteplasmon (LSP) -koppeling tussen de twee gouden nanobars betekent. Figuur 6c laat zien dat de maximale elektrische veldversterking bij de resonantiegolflengte wel 108 kan bereiken, ongeveer 1,4 keer vergeleken met het enige filmgekoppelde meta-oppervlak getoond in figuur 5d, dat veel hoger is dan die van de eerder gerapporteerde nanoantennes [21] , 60,61,62,63,64,65]. In het bijzonder kunnen we duidelijk zien dat de ultrakleine "hot spot" die wordt gekenmerkt door de sterke elektrische versterking, is beperkt tot een cirkelvormig gebied met een diameter van slechts 3 nm. Het is dus aangetoond dat deze gehybridiseerde metasurface-systemen tegelijkertijd superieure absorptie, grote lokale elektrische versterking en kleine laterale resolutie hebben, die zeer nuttig zijn voor het onderzoeken van de nauwkeurige eigenschappen van afzonderlijke moleculen voor veel oppervlakte-verbeterde spectroscopieën, vanwege hun vermogen om zowel de LSP als out-of-plane koppelingen.

een , b Berekende magnetische veldverdelingen H van het meta-oppervlak bij resonantiegolflengten van respectievelijk 1550 en 1588 nm. c , d Berekende elektrische veldverdelingen (|E_loc |/|E ₀ |) van het meta-oppervlak bij resonantiegolflengten van respectievelijk 1550 en 1588 nm

Uit de analyseresultaten in figuur 2b weten we dat het meta-oppervlak efficiënt koppelt voor TM-polarisatie en donker blijft voor TE-polarisatie, vanwege een asymmetrisch ontwerp, dat een potentiële toepassing heeft in polarisatieschakelaar. In overweging nemend dat de brekingsindex van PVA (poly(vinylalcohol) kan worden veranderd met wijziging van het pompvermogen [36, 56, 57], kan de werkingsgolflengte van plasmonische resonanties in het algemeen worden gewijzigd door de brekingsindex van de diëlektrische laag te variëren. Vervolgens illustreert figuur 7a,b dat het voorgestelde meta-oppervlak inderdaad kan werken als een polarisatieschakelaar, die is gebaseerd op een reflecterende polarisator die een afstembare resonantie voor TM-gepolariseerd licht bevat door de brekingsindex van PVA te veranderen. 7b, zonder een externe stimulus, wordt het TM-gepolariseerde licht volledig geabsorbeerd bij een golflengte van 1550 nm ("uit"-toestand), en dit meta-oppervlak kan het TM-gepolariseerde licht volledig weerkaatsen bij een golflengte van 1565 nm ("aan"-toestand) Met een externe stimulus wordt de Fano-resonantie voor de TM-gepolariseerde golf verschoven naar 1565 nm ('uit'-status), en dit meta-oppervlak wordt volledig reflecterend voor TM-gepolariseerd licht bij 1550 nm ('aan'-status). in Fig. 7b kan dit meta-oppervlak echt een verandering van de reflectiewaarde van 0,009 tot 98% bij 1550 nm, en zo'n grote modulatiediepte is veel hoger dan eerder gerapporteerde plasmonische schakelsystemen. Aan de andere kant, volgens Fig. 7b, blijft de reflectie van het invallende licht dicht bij één met en zonder de externe stimulus voor TE-polarisatie ("aan" -toestand). Daarom kan dit meta-oppervlak een polarisatieschakelaar voor TM-gepolariseerd licht realiseren op basis van een reflecterende polarisator met een extinctieverhouding van 11.000 (R _TE /R _TM = 0,99/0.00009 = 11.000) bij 1550 nm. We geven ook een berekening over het effect van polarisatiehoek φ op de reflectiespectra, zoals getoond in Fig. 7c. Het is duidelijk dat de absorptieprestatie geleidelijk zal verslechteren bij de resonantiegolflengten met toenemende φ , wat kan worden verklaard doordat het invallende elektrische veld E kan worden ontleed in TE- en TM-gepolariseerd licht en het TE-gepolariseerde licht wordt gereflecteerd. Op basis van de berekende resultaten in figuur 7c zijn de geprojecteerde uitgangspolarisaties van het meta-oppervlak, met en zonder pomp, bij 1550 en 1588 nm uitgezet in figuur 7d.

een Schematische opbouw van het voorgestelde meta-oppervlak met pomplicht. b De reflectiespectra van het voorgestelde meta-oppervlak met TM- en TE-gepolariseerd invallend licht, met en zonder pomplicht. c De reflectiespectra van het voorgestelde meta-oppervlak met verschillende polarisatiehoeken. d De geprojecteerde uitgangspolarisaties van het meta-oppervlak, met en zonder pomp, bij 1550 en 1588 nm

In-gedoteerde CdO is een soort optisch afstembaar plasmonisch materiaal, en de femtoseconde polarisatieschakelaar die werkt bij 2,8 μm op basis van de foto-geëxciteerde CdO-film is experimenteel aangetoond in de recente literatuur [1]. Om de afstembare capaciteit van onze EIT-structuur verder te verbeteren, onderzoeken we de optische eigenschappen van het voorgestelde meta-oppervlak met behulp van CdO [1]. De schematische structuur van het op CdO gebaseerde meta-oppervlak met geometrische parameters is weergegeven in figuur 8a. De brekingsindex van MgO en CdO wordt respectievelijk verkregen uit referenties [1, 66]. Volgens figuur 8b tonen we de reflectiespectra met en zonder pomp rond 1568 nm. In de statische "aan" -toestand is het voorgestelde meta-oppervlak een polarisator die de TE-gepolariseerde golf reflecteert en de TM-gepolariseerde golf volledig absorbeert bij een golflengte van 1568 nm. In de statische "uit"-toestand wordt het voorgestelde meta-oppervlak reflecterend voor zowel TM- als TE-polarisaties bij 1568 nm, en de resonantie voor TM-gepolariseerde golven wordt verschoven naar 1581 nm, als gevolg van de verandering van de brekingsindex van In-gedoteerde CdO door een externe prikkel. In het bijzonder kan deze reflecterende polarisator een enorme uitdovingsverhouding bereiken bij 1568 nm voor TM-gepolariseerd licht dankzij de extreem lage R _min getoond in Fig. 8b. De enorme extinctieverhouding van het op CdO gebaseerde meta-oppervlak maakt het een goed platform voor actieve polarisatiecontrole. Merk op dat de brekingsindex van de CdO kan worden afgestemd door het pompvermogen te veranderen, wat ook een actieve controle van de werkende golflengte van het EIT-achtige effect kan realiseren. Bovendien kunnen we vaststellen dat het pomplicht geen invloed heeft op de andere materialen (inclusief goud, MgO), die zijn aangetoond door experimenten in deze referenties [1, 36, 56, 57].

een Schematic structure of the CdO-based metasurface with pump light. b The reflection spectra of the CdO-based metasurface with TM- and TE-polarized incident light, with and without pump light

Besides, for the sensitivity of refractive index from the above analysis, the proposed metasurface also can be applied to detect the change of refractive index of surrounding environment. In many previously reported works about refractive index sensing, the light intensity of reflection/transmission wave is usually measured when the surrounding refractive index is variable with a specific operating wavelength. Then, to demonstrate the sensing property of this metasurface, Fig. 9 presents that the double plasmonic resonances are red-shifted with the increasing of surrounding refractive index changes. With the variation of the surrounding refractive index, the sensitivity(S) can reach S = 1500 nm/RIU. Then, the FWHM of the reflection dip at ω₁ and ω₂ is 7 and 7.5 nm respectively, which indicate that this metasurface can operate as an ultra-high FOM(S/FWHM₁  = 214.29) refractive index sensor in the near infrared region. The FOM = 214.29 is much higher than those of most previously reported plasmonic refractive index sensor [58, 67,68,69,70].

een Reflection spectra of the proposed metasurface with varying refractive index of surrounding environment. b Resonant wavelengths of the proposed metasurface as a function of the surrounding refractive index