Experimentele demonstratie van elektromagnetisch geïnduceerde transparantie in een geleidend gekoppeld flexibel metamateriaal met goedkope aluminiumfolie

Resultaten en discussie

Figuur 3 toont de gesimuleerde en gemeten frequentiespectra van het geleidend gekoppelde terahertz metalen metamateriaal, aangegeven met respectievelijk een zwarte ononderbroken lijn en een blauwe stippellijn. Ernaast wordt ook een microscopisch beeld van de structuur getoond. De gemeten curve en het simulatieresultaat komen goed overeen. Het gefabriceerde metamateriaal vertoont een transmissiepiek bij ongeveer 0,76 THz. De gemeten EIT-piek ligt in het bereik van ongeveer 0,15-0,45, wat lager is dan die welke uit de simulatie is bepaald (0,7). Volgens de verhouding van de centrale frequentie van de transmissiepiek tot de volledige breedte op half maximum (FWHM), is de Q-factor van het gesimuleerde spectrum 17,5, wat afneemt tot ongeveer 12 in experimenteel resultaat vanwege het verlies en de meetnauwkeurigheid. Aan de andere kant, om het geleidend gekoppelde terahertz-metamateriaal te vergelijken met conventionele structuren waarin de metalen staafresonator en metalen SRR's interageren via near-field-koppeling, hebben we een monster gefabriceerd en getest waarin de staafresonator is gescheiden van de SRR's. Figuur 3 toont ook de gesimuleerde en gemeten frequentiespectra van de conventionele structuur, aangegeven met respectievelijk een rode ononderbroken lijn en een roze stippellijn. Voor de conventionele gescheiden structuur treedt noch EIT-fenomeen noch resonantie op in het frequentiebereik van 0,5-1 THz. Ter vergelijking:we vinden dat het mechanisme van ons geleidende EIT-metamateriaal verschilt van dat van de conventionele gescheiden structuur.

Gesimuleerde en gemeten spectra van het geleidend gekoppelde terahertz-metamateriaal en die van het conventionele metamateriaal waarin de staafresonator is gescheiden van de SRR's. De microscopische beelden van de corresponderende structuren worden ernaast getoond

Hoewel de experimentele resultaten grotendeels overeenkomen met de simulatieresultaten, zijn er enkele kleine verschillen. We hebben de effecten van verschillende parameters op de resultaten geanalyseerd en gesimuleerd, zoals weergegeven in Fig. 4.

Gesimuleerde spectra van het geleidend gekoppelde terahertz-metamateriaal met verschillende structurele parameters van a geleidbaarheid van aluminium; b de lijndikte van de aluminium strips en SRR's; c de lengte van de vierkante SRR; d de lengte van de aluminium staaf

Allereerst is de metamateriaalstructuur samengesteld uit aluminium. Het is algemeen bekend dat het metaalaluminiumoppervlak geneigd is een dichte oxidefilm te vormen, wat leidt tot een vermindering van de geleidbaarheid van de structuur en het geleidend koppelende effect van de structuur verzwakt. Het effect van geleidbaarheid op het metamateriaal EIT-fenomeen wordt getoond in figuur 4a. Naarmate de geleidbaarheid afneemt (van 3,56 × 10 ⁷ S/m tot 3,56 × 10 ⁵ S/m), neemt de EIT-amplitude aanzienlijk af en verschuift de frequentie enigszins, van 0,76 naar 0,72 THz. Daarnaast is ook de grootte van de gefabriceerde metamaterialen gemeten met een microscoop. Het is gebleken dat er enkele verschillen zijn tussen de grootte van de gefabriceerde structuur en de parameterinstelling in het simulatieproces. Hier vermelden we een duidelijk verschil:de lijndikte van de aluminium strips en SRR's, w , (6,5 ~ 7,5 m) is dunner dan de ontworpen waarde (8 m), en de lengte van de vierkante SRR, a , (43~41 m) is kleiner dan de ontworpen waarde (45 m), de lengte van de aluminium staaf, L , (61 ~ 62 m) is korter dan de ontworpen waarde (65 m). De invloeden van w , een , en L op EIT-effect worden respectievelijk getoond in Fig. 4b, c. Zoals getoond in Fig. 4b, als de w afneemt, neemt de frequentie van het EIT-fenomeen af. Aangezien de parameter w omvat zowel de SSR's als de metalen staafstructuur, de verandering van deze parameter veroorzaakt de verschuiving van de absorptiefrequentie en de transmissiefrequentie van het EIT. Terwijl in Fig. 4c, d, als de a en L afname, de transmissiepiek en het absorptiebereik van het EIT-fenomeen verschijnen respectievelijk blauwe verschuiving, dat wil zeggen, de frequentie neemt toe. De combinatie van al deze verschillen in experiment en simulatie leidde uiteindelijk tot het verschil tussen het werkelijk gemeten spectrum en het gesimuleerde spectrum. Wat meer is, volgens de frequentieverschuiving van het absorptiegebied en de transmissiepiek veroorzaakt door de variatie van parameters in Fig. 4, kan ook worden geconcludeerd dat hoewel de heldere en donkere modusantennes in de structuur zijn geïntegreerd, er ook strikte vereisten voor de grootte van beide antennes om deze twee frequenties van modi op elkaar af te stemmen.

Om het EIT-vormende mechanisme van het geleidende metamateriaal verder te analyseren, simuleerden we een oppervlaktestroom en een elektrische veldverdeling bij de EIT-piekfrequentie (0,76 THz) en bij de transmissiedips (0,71 en 0,81 THz), zoals links getoond en rechterzijden van Fig. 5, respectievelijk. Zoals getoond in figuur 5a, vloeit de oppervlaktestroom van de buitenste metalen arm van de SRR's naar de staafresonator. Dit komt overeen met de polarisatierichting van het invallende elektrische veld, d.w.z. van het ene uiteinde naar het andere uiteinde langs de y -as met heen en weer oscillatie, waardoor een typische LSP-resonantie wordt vertoond.

Oppervlaktestroom bij verschillende frequenties:a EIT-piekfrequentie, b transmissiedip met lagere frequentie, c transmissie dip met hogere frequentie. Elektrisch veldverdeling bij verschillende frequenties:d EIT-piekfrequentie, e elektrische veldverdeling bij de transmissiedip met lagere frequentie. v Elektrisch velddistributie bij de transmissiedip met hogere frequentie

Figuur 5b toont de oppervlaktestroomverdeling bij de EIT-frequentie (0,76 THz). De vortex-oppervlaktestroom is voornamelijk geconcentreerd bij de SRR's, wat wijst op een fundamentele LC-resonantie en LSP-resonantie-onderdrukking. Wat betreft de tweede transmissiedip op een hogere frequentie (0,81 THz), is de oppervlaktestroomverdeling van het ene uiteinde naar het andere uiteinde langs de y -asrichting, indicatief voor een LSP-resonantie, zoals getoond in figuur 5c. De oppervlaktestroom vloeit echter door de binnenste metalen arm van de SRR's. In vergelijking met het pad, weergegeven in figuur 5a, is het geleidingspad van de oppervlaktestroom, weergegeven in figuur 5c, korter, wat overeenkomt met een kortere resonantiegolflengte en een hogere resonantiefrequentie. Figuur 5e, d en f tonen de elektrische veldverdelingen bij de frequenties van de EIT-transmissiepiek en twee transmissiedips naast de EIT-piek. In figuur 5e is de elektrische veldenergie voornamelijk geconcentreerd in de openingen van de SRR's, terwijl in figuur 5d en f de elektrische veldenergie voornamelijk geconcentreerd is aan de twee uiteinden van de structuur. Deze verschijnselen komen overeen met hun respectieve oppervlaktestroomverdelingen.

In feite kan het genereren van deze LC-resonantie (donkere modus) ook worden verklaard vanuit de kennis van de schakeling. Wanneer de LSP-resonantie (heldere modus) wordt aangeslagen, oscilleert de oppervlaktestroom heen en weer langs de y -as. Wanneer de stroom naar het punt vloeit dat de staafresonator en de SRR's verbindt, is er een splitsing in het geleidingspad. De stroom vloeit van de kruising naar de split gaps van de SRR's via twee geleidende paden. Een van de paden loopt langs de metalen arm buiten de SRR's, consistent met de stroomrichting van de oppervlaktestroom getoond in figuur 5a. De andere is via de metalen arm in de SRR's, zoals weergegeven in figuur 5c. Hier kan dit fenomeen worden vergeleken met het proces van opladen en ontladen van de spleten van de SRR's. In feite is er al literatuur die de gekoppelde resonator van metalen staaf en SRR's modelleert als RLC-circuit [23], en het concept van de "LC-resonantie" wordt al vele jaren gebruikt [45, 51]. De spleet van de metalen SRR kan worden beschouwd als een condensator. Wanneer de oppervlaktestroom op de metalen arm wordt geleid, hoewel de geleidbaarheid van het metaal hoog is, bestaat er nog steeds enige weerstand. Bovendien is er onder de hoogfrequente oscillatie van elektromagnetische golven een zekere belemmering voor de snelle verandering van de oppervlaktestroom. Dat wil zeggen, er is een inductie. De weerstand en inductantie van de metalen arm zijn evenredig met de lengte van de metalen arm. Als de twee paden aan de buitenzijde en de binnenzijde na de splitsing asymmetrisch zijn, zoals weergegeven in Fig. 6a, R ₁ is kleiner dan de som van R ₂ en R ₃ , en L ₁ is kleiner dan de som van L ₂ en L ₃ . Dus wanneer C ₁ wordt geladen en ontladen, zijn de snelheden op twee paden altijd verschillend, wat resulteert in een potentiaalverschil bij de split gap van de SRR's. Dit komt overeen met een extra elektrische excitatie die wordt toegepast op de gesplitste openingen van de SRR's en is ook vergelijkbaar met een externe elektromagnetische veldexcitatie die wordt toegepast op de SRR's met een elektrisch veld gepolariseerd langs de gesplitste opening. Het is algemeen bekend dat de LC-resonantiemodus in een SRR zou worden geëxciteerd wanneer het invallende elektrische veld langs de gespleten opening wordt gepolariseerd.

Elektrisch circuit dat de respons modelleert van het geleidend gekoppelde terahertz-metamateriaal waarin de knooppunten zich bevinden a aan één zijde van de verticale hartlijn van de SRR's; b op de verticale hartlijn van de SRR's

Als de punten die de staafresonator en de SRR's verbinden zich echter op de verticale middellijn van de SRR's bevinden, zoals weergegeven in Fig. 6b, zijn de twee paden aan de buitenzijde en de binnenzijde na de splitsing symmetrisch. In dit geval R ₁ ’ =R ₃ ’, L ₁ ’ =L ₃ ’. Daarom is de snelheid van opladen en ontladen langs de twee paden altijd hetzelfde en is er geen potentiaalverschil.

Om het bovenstaande vermoeden te verifiëren, hebben we een ander metamateriaal ontworpen en gefabriceerd, waarin de punten die de staafresonator en de SRR's verbinden zich op de verticale middellijn van de SRR's bevinden. Dus de lengte van de twee geleidingspaden, d.w.z. de stromen die langs de metalen arm buiten of binnen de SRR's stromen, kan hetzelfde zijn. Figuur 7a toont de gesimuleerde en gemeten spectra van dit metamateriaal. Ernaast wordt ook een microscopisch beeld van de structuur ingevoegd. Zowel de gesimuleerde als de experimentele resultaten tonen aan dat er alleen resonantie is in dit frequentiebereik. Hoewel de experimenteel gemeten resonantiefrequentie (ongeveer 0,85 THz) enige afwijking heeft van de gesimuleerde resonantiefrequentie (ongeveer 0,87 THz), die voornamelijk te wijten is aan experimentele fouten, komen de gemeten curve en het simulatieresultaat goed overeen. Figuur 7b toont de oppervlaktestroomverdeling wanneer de resonantie van deze structuur wordt geïnduceerd, met een typische LSP-resonantie. Aangezien de afstanden van de twee geleidingspaden hetzelfde zijn, is de hoeveelheid potentiaalreductie door de twee paden ook hetzelfde; er wordt geen potentiaalverschil gegenereerd bij de gesplitste gaten; daarom kunnen de LC-resonantie en analoog van het EIT-fenomeen niet worden gevormd.

een Gesimuleerde en gemeten spectra van het geleidend gekoppelde terahertz-metamateriaal waarin de knooppunten zich op de verticale middellijn van de SRR's bevinden. b Oppervlaktestromen van de corresponderende resonanties

Wat betreft de frequentie van deze LSP-resonantie (0,87 THz), deze is hoger dan die van de vorige structuur. Het is omdat in de huidige structuur de oppervlaktestroom door twee geleidingspaden kan stromen. Dit komt overeen met een parallelle schakeling waar de weerstand en de inductantie kleiner zijn dan een van de takken. Dit is hetzelfde als het effect van het passeren van een korter geleidingspad. Het geleidingspad wordt korter, de resonantiegolflengte wordt kleiner en de resonantiefrequentie wordt hoger.

We simuleerden ook de invloed van de asymmetrie van de twee geleidingspaden op het EIT-fenomeen; de resultaten worden getoond in Fig. 8. Wanneer het punt dat de staafresonator en de SRR's verbindt naar boven beweegt, zoals getoond in Fig. 8a; de amplitude van de transmissiepiek neemt dienovereenkomstig toe.

Gesimuleerde spectra van het geleidend gekoppelde terahertz EIT metamateriaal a wanneer het punt dat de staafresonator verbindt met de SRR's omhoog beweegt, b wanneer de verbindingsstang in het midden gebogen is, c wanneer het punt dat de staafresonator verbindt met de SRR's naar buiten beweegt

In figuur 8b wordt, wanneer de verbindingsstaaf in het midden gebogen is, ter voorbereiding op de beweging van het verbindingspunt naar buiten, de frequentie van het absorptiegebied van de EIT hoger naarmate de buighoek groter wordt. Wanneer de buighoek groter wordt, worden meer delen van het geleidingspad parallel geschakeld, d.w.z. het geleidingspad wordt breder, wat hetzelfde is als het effect van het passeren van een korter geleidingspad. Het geleidingspad wordt korter, de resonantiegolflengte wordt kleiner en de resonantiefrequentie wordt hoger. Dit verklaart ook waarom de resonantiefrequentie in Fig. 7 hoger is dan die in Fig. 3. In Fig. 8c, wanneer het gewrichtspunt naar buiten beweegt, neemt de asymmetrie af, de laad- en ontlaadsnelheden van de C ₁ langs de twee paden zijn meestal hetzelfde; het potentiaalverschil wordt kleiner en de intensiteit van de donkere modus wordt geleidelijk zwakker, wat leidt tot de afname van de transmissiepiek van EIT. Dit weerspiegelt ook dat hoe groter het verschil tussen de twee paden langs de SSR na splitsing vanaf het verbindingspunt, hoe sterker het effect van EIT is.

We hebben ook de geleidende metamateriaal EIT-structuur gescheiden en afzonderlijk bestudeerd. Figuur 9 toont de gesimuleerde en gemeten spectra van de verschillende componenten van de constructie. Zoals getoond in Fig. 9a, produceert de gecombineerde structuur van de metalen staaf en het buitenste deel van de SRR's een significante resonantie bij 0,72 THz wanneer deze wordt geëxciteerd door een elektrisch veld gepolariseerd langs de y -as. Figuur 9d toont de oppervlaktestroomverdeling wanneer de resonantie van deze structuur wordt geïnduceerd; dit is vergelijkbaar met de verdeling getoond in Fig. 5a.

Gesimuleerde en gemeten spectra van verschillende componenten van het geleidend gekoppelde terahertz EIT-metamateriaal:a de gecombineerde structuur van de metalen staaf en het buitenste deel van de SRR's, b SRR-combinatie, c de gecombineerde structuur van de metalen staaf en het binnenste deel van de SRR's; De microscopische beelden van de gefabriceerde componenten worden ook ingevoegd in de overeenkomstige spectra; d-f Oppervlaktestromen van de corresponderende resonanties in a-c

Hoewel de richting anders is, wordt de algemene trend in de oppervlaktestroom als hetzelfde beschouwd, omdat het invallende elektromagnetische veld heen en weer oscilleert. Figuur 9b toont de spectra van de SRR-combinatie onder excitatie van invallend licht met verschillende polarisatie. Wanneer het elektrische veld loodrecht op de richting van de gespleten opening wordt gepolariseerd, treedt er geen resonantie op in het bereik van 0,5-1 THz en blijft de transmissie op een hoog niveau. Wanneer het elektrische veld parallel aan de openingen van de SRR's wordt gepolariseerd, wordt een resonantie gegenereerd bij 0,78 THz. Figuur 9e toont de oppervlaktestroomverdeling wanneer deze resonantie wordt geëxciteerd. De oppervlaktestroom circuleert heen en weer op het oppervlak van de SRR's, vergelijkbaar met de verdeling getoond in figuur 5b. De stroomrichting van de twee vortex-oppervlaktestromen, in Fig. 5b, is echter spiegelsymmetrisch aan de y -as, terwijl de vortex-oppervlaktestromen, in figuur 5e, in dezelfde richting zijn. Dit komt omdat in figuur 9e de resonanties van de twee SRR's worden geïnduceerd door hetzelfde elektrische veld. Daarom is de richting van de vortex-oppervlaktestroom hetzelfde. In figuur 5b zijn echter zowel de structuur van het voorgestelde metamateriaal als de richtingen van het potentiaalverschil dat wordt gegenereerd bij de gesplitste gaten van de twee SRR's spiegelsymmetrisch ten opzichte van de y -as, waardoor de aangeslagen oppervlaktestroom spiegelsymmetrisch wordt met de y -as ook. Het verschil in de frequenties (0,76 THz vs. 0,78 THz) kan worden toegeschreven aan het feit dat de vortex-oppervlaktestroom in het geleidende metamateriaal niet strikt alleen in de SRR's wordt verdeeld, en de verlenging in het geleidingspad leidt tot een toename van de resonantiegolflengte, waardoor de frequentie van de EIT-piek (0,76 THz) iets lager wordt dan de LC-resonantiefrequentie van de SRR-combinatie (0,78 THz). Zoals getoond in Fig. 9c, produceert de gecombineerde structuur van de metalen staaf en het binnenste deel van de SRR's een significante resonantie bij 0,79 THz onder een elektrisch veld geëxciteerd langs de y -as. Figuur 9f toont de oppervlaktestroomverdeling wanneer de resonantie van deze structuur wordt geïnduceerd, met een typische LSP-resonantie. De resonanties van de bovengenoemde componenten komen overeen met de voorwaarden van respectievelijk de laagfrequente transmissiedip, de EIT-transmissiepiek en de hoogfrequente dip.