Plasmonische chirale metasurface-absorber gebaseerd op dubbellaagse viervoudig gedraaide halve cirkel nanostructuur met optische frequentie

Resultaten en discussies

De gesimuleerde co-polarisatie transmissiecoëfficiënten (t ₊₊ (ω), t _− − (ω)) en reflectiecoëfficiënten (r ₊₊ (ω), r _− − (ω)) voor normaal invallend LCP- en RCP-licht worden weergegeven in Fig. 2. Twee chirale plasmonische resonantiemodi (modus 1 en modus 2) konden duidelijk worden waargenomen bij frequenties van f ₁ = 288.5 THz en f ₂ = 404 THz, respectievelijk. Opgemerkt kan worden dat de co-polarisatie reflectiecoëfficiënt r ₊₊ (ω) voor RCP en r _− − (ω) voor LCP-lampen zijn gelijk; en beide zijn minder dan 0,4 in het hele geïnteresseerde frequentiebereik. Bovendien zijn de magnitudes van r ₊₊ (ω) en r _− − (ω) afname tot ongeveer 0,15 bij resonanties, wat de impedantie-overeenkomst aangeeft tussen de CMSA en de vrije ruimte voor zowel RCP- als LCP-lampen. Het is ook te zien dat de co-polarisatie transmissiecoëfficiënten t ₊₊ (ω) voor RCP en t _− − (ω) voor LCP-lampen zijn significant verschillend bij resonanties vanwege de chirale aard van de voorgestelde CMSA. Rond het lagere frequentiepunt f ₁ , de grootte van t ₊₊ (ω) voor het RCP-licht is ongeveer 0,93, wat veel hoger is dan t _− − (ω) voor het LCP-licht dat ongeveer slechts 0,075 is. Rond het hogere frequentiepunt f ₂ , de grootte van t ₊₊ (ω) voor het RCP-licht neemt af tot een minimale waarde van 0,018, terwijl t _− − (ω) voor de LCP is tot de maximale waarde van ongeveer 0,92. Dit betekent dat alleen het invallende RCP-licht kan worden geselecteerd om door de CMSA te gaan, terwijl het LCP-licht op de lagere frequentie verboden is. Zoals bij de hogere frequentie f ₂ , alleen het invallende LCP-licht kan worden geselecteerd om door de CMSA te gaan, terwijl het RCP-licht uiterst verboden is. De chirale selectiefenomenen van de CMSA hierboven zouden bijgevolg resulteren in de verschillende absorptie voor de RCP- en LCP-lampen, wat het bestaan ​​van een zeer efficiënte selectieve absorptie en een gigantisch CD-effect bij resonanties impliceert.

een Gesimuleerde co-polarisatie transmissiecoëfficiënten (t ₊₊ (ω), t _− − (ω)) en reflectiecoëfficiënten (r ₊₊ (ω), r _− − (ω)) van de voorgestelde CMSA voor de normale invallende LCP- en RCP-lichten, b de bijbehorende absorptie (A ₊ (ω), A ₋ (ω)) voor zowel LCP- als RCP-lampen

Figuur 2b toont de absorptiespectra (A ₊ (ω), A ₋ (ω)) voor zowel invallende LCP- als RCP-lichten. Er kan worden waargenomen dat de absorptie voor LCP- en RCP-lampen een maximale waarde heeft van ongeveer 93,2% en 91,6%, terwijl die voor RCP- en LCP-lampen is afgenomen tot slechts ongeveer 8,7% en 4,8% rond de bovenstaande twee resonanties, respectievelijk . Vanzelfsprekend kan worden geconcludeerd dat de voorgestelde CMSA een sterke absorptie van LCP-licht vertoont en een vrij hoog transmissieniveau voor het RCP-licht rond de lagere frequentie f ₁ , terwijl de toestand volledig omkeert wanneer de frequentie de hogere resonantiefrequentie f . bereikt ₂ . Het betekent dat de voorgestelde CMSA een selectieve absorptie vertoont voor twee CP-lampen met een bijzondere handigheid, terwijl de andere met verschillende resonanties wordt gereflecteerd. Bovendien is het ook de moeite waard om te benadrukken dat de CMSA de twee sterke absorptiefrequentiebanden heeft die slechts één chirale nanostructuur van één grootte gebruiken, en redelijk superieur is in vergelijking met de vorige chirale absorbers met één geïsoleerde absorptieband waarvan de aanpassing voor ander CP-licht sterk afhankelijk is van verschillende geometriegrootte [25, 26, 29, 31,32,33]. De ontworpen chirale nanostructuur kan dus dienen als een perfecte LCP-lichtabsorbeerder bij de lagere frequentie en een perfecte RCP-lichtabsorbeerder bij de hogere frequentie. Opgemerkt moet worden dat de selectieve absorptieprestatie van de voorgestelde CMSA zal verslechteren met de toename van de invalshoek (schuine inval), vanwege de multipolaire plasmonresonantie van hogere orde (niet getoond). Verder kan worden afgeleid dat de hoge chiraal-selectieve absorptie voor CP-lampen zal resulteren in een gigantisch CD-effect in voorgestelde CMSA.

Het verschil in absorptie of transmissie tussen de LCP- en RCP-lampen kan worden gekarakteriseerd door de CD-parameter Δ . Figuur 3a geeft het CD-spectrum van de CMSA weer, waarbij de belangrijkste pieken van de CD-parameter respectievelijk ongeveer 0,85 en 0,91 zijn bij twee resonantiefrequenties; wat veel groter is dan de gerapporteerde chirale nanostructuren [17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32, 37,38,39,40, 41,42]. Het gigantische CD-effect wordt veroorzaakt door de sterke chiraliteit van de CMSA en kan daarom worden toegepast als een transparante circulaire polarisator. Om de CP-zuiverheid van de CMSA toegepast als circulaire polarisator verder te onderzoeken, geven we de ellipticiteitshoek η en polarisatie azimut rotatiehoek θ zoals getoond in Fig. 3b. Het kan worden gevonden dat de waarde van η is ongeveer 40,4° en − 43,9°, terwijl de waarde van θ is ongeveer 0° bij respectievelijk de lagere en hogere frequenties. Het betekent dat de doorgelaten lichten prominente RCP- en LCP-kenmerken vertonen nadat ze door de CMSA-plaat zijn gegaan bij de twee resonantiefrequenties. Opgemerkt moet worden dat deze op CMSA gebaseerde circulaire polarisator met de hogere CP-zuiverheid geldig is voor willekeurig gepolariseerde lichten vanwege de hoge C₄ symmetrie van de eenheidscel. Er kan dus redelijkerwijs worden aangenomen dat de homogene circulaire polarisator wordt gerealiseerd met onze ontworpen chirale nanostructuur.

De berekende relatieve optische parameters van de voorgestelde CMSA voor de normale invallende LCP- en RCP-lichten, a de CD-parameter Δ , b ellipticiteitshoek η en polarisatie azimut rotatiehoek θ

Om de selectieve absorptie en het gigantische CD-effect van de CMSA volledig te begrijpen, hebben we de brekingsindex Re(n ), Re(n ₋ ), Re(n ₊ ) en chirale parameter Re(κ ) met behulp van een standaard ophaalprocedure van de transmissie- en reflectiecoëfficiënten van CP-lampen [43, 44], zoals getoond in Fig. 4a, b. Het is duidelijk dat twee resonanties gerelateerd aan de sterke chiraliteit naar voren komen in de ontworpen CMSA. De resonantie van de lagere frequentie vindt plaats rond 288,5 THz, terwijl de hogere resonantie zich bij 404 THz bevindt, wat consistent is met de karakteristieke frequenties van selectieve absorptie en CD-pieken. Zoals getoond in Fig. 4a, is de Re(n ) is negatief met maximale magnitudes van -2,3 en -1,1, en de Re(κ ) is tot maximale magnitudes van 6,4 en -5,1 rond de twee resonantiefrequenties hierboven. Het is duidelijk dat de chirale parameter κ draagt ​​ook bij aan de negatieve breking van RCP- en LCP-lampen. Door de sterke chiraliteit kan de brekingsindex van het RCP/LCP-licht gemakkelijk negatief worden bij resonanties vanwege de relatie van n _± = n ± κ . Dus, zoals getoond in Fig. 4b, de Re(n ₋ ) voor LCP-licht en Re(n ₊ ) voor RCP-licht is negatief van respectievelijk 286,2 THz tot 291 THz en 400,2 THz tot 404 THz. Bovendien is de Re(n ₋ ) en Re(n ₊ ) zijn tot de maximale negatieve waarden van -8,6 en -6,3 bij respectievelijk twee resonanties hierboven. Het onthult dat de hoge selectieve absorptie en het gigantische CD-effect van de voorgestelde CMSA geassocieerd zijn met de negatieve brekingseigenschap van de LCP- en RCP-lampen.

De opgehaalde relatieve chirale parameters van de voorgestelde CMSA:a reële delen van de gemiddelde brekingsindex Re(n ) en chirale parameter Re(κ ), b brekingsindex Re(n ₋ ), Re(n ₊ ) voor LCP- en RCP-lampen

Om de oorsprong van de selectieve absorptie in verband met het gigantische CD-effect van de voorgestelde CMSA verder te onthullen, wordt het elektrische veld (E _z ) distributies van de eenheidscel aangedreven door RCP- en LCP-lampen bij 288,5 THz en 404 THz zijn bestudeerd. Het is bekend dat de excitatie van oppervlakteplasmonresonantie oscillerende dipoolvelden zal produceren, aangezien de halfronde nanostructuur kleine diameters vertoont in vergelijking met de invallende golflengte van de verschillende CP-lampen [45,46,47,48]. Wanneer RCP- of LCP-licht op de halfronde nanostructuur schijnt, kan redelijkerwijs worden aangenomen dat de selectieve absorptie en het gigantische CD-effect zullen optreden in de voorgestelde CMSA en bijgevolg resulteren in de verschillende distributie van het elektrische veld en magnetische veldcomponenten in elke laag [48] ,49.50.51.52.533].

Figuur 5 toont het elektrische veld (E _z ) distributies van de voorgestelde CMSA aangedreven door RCP- en LCP-lampen bij verschillende resonantiefrequenties. De detailgrafieken van het elektrische veld (E _z ) distributies op de halve cirkel nanostructuren tonen duidelijk de aard van elke sruface plasmonics-modus [54]. Het rode en blauwe gebied op de halfronde nanostructuur van de bovenste en onderste lagen presenteert de positieve en negatieve ladingsaccumulaties onder RCP- en LCP-lichtexcitatie. De positieve en negatieve ladingen zijn gescheiden en voornamelijk geaccumuleerd in de hoeken van de nanostructuur van elke halve cirkel, en werken als een elektrische dipooloscillatie. Het kan worden waargenomen dat het elektrische dipoolvermogen veel sterker is dan het magnetische in de ontworpen halve cirkel-nanostructuur, wat het overwicht van elektrische dipooloscillaties onthult. De selectieve absorptie en het gigantische CD-effect dat wordt gegenereerd bij resonanties is te wijten aan het duidelijke dipoolvermogen dat verschilt onder LCP- en RCP-excitatie. Hier is een vereenvoudigde methode met equivalente elektrische dipoolmomenten toegepast, die de ladingstrillingen van vier halfcirkelvormige nanostructuren in elke laag als één dipooltrilling beschouwt [48,49,50]. Volgens de Born-Kuhn-theorie [47, 48] wordt de modus die wordt gehybridiseerd uit twee dipolen met dezelfde elektrische veldrichting de bindingsmodus genoemd, terwijl de andere modus die wordt gehybridiseerd uit twee dipolen met 90 ° of dwarsrichting wordt aangeduid als antibonding-modus. Zoals getoond in Fig. 5a1, b1, onder RCP-lichtverlichting met een resonantiefrequentie van f ₁ = 288.5 THz, de elektrische dipoolvelden in de bovenste en onderste lagen tonen de dwarsrichtingen en vormen een antibonding-modus, wat resulteert in de hoge transmissie van RCP-licht volgens het Born-Kuhn-model. Zoals getoond in Fig. 5c1, d1, onder LCP-lichtverlichting, kan worden gezien dat de elektrische veldverdeling van CMSA kan worden beschouwd als een hybride van de bindingsmodus tussen de bovenste en onderste lagen, die is samengesteld uit twee equivalente elektrische dipoolmomenten met dezelfde richting, wat resulteert in een hoog absorptieniveau van LCP-licht. De bindings- en antibindingsmodi veroorzaken dus verschillende resonantie-energie en verschillende transmissie en absorptie van chirale nanostructuren bij de lagere frequentie onder LCP- en RCP-lichtverlichting (zie figuur 2). Zoals getoond in Fig. 5a2, b2, c2, d2, onder RCP en LCP lichten verlichting op resonantiefrequentie van f ₂ = 404 THz, de elektrische dipoolvelden in de bovenste en onderste lagen vertonen respectievelijk dezelfde richtingen (bonding-modus) en dwarsrichtingen (antibonding-modus), wat resulteert in een hoog absorptieniveau voor RCP-licht en een hoge transmissie voor LCP-licht. Daarom kan worden gezien dat de selectieve absorptie en het CD-effect bij twee verschillende frequenties voornamelijk worden toegeschreven aan de bindings- en antibonding-modi, die worden veroorzaakt door hybride koppeling van de elektrische dipoolmomenten van de bovenste en onderste laag.

Het elektrische veld (E _z ) verdelingen van eenheidscellen van de voorgestelde CMSA geïnduceerd door de (a1 , b1 , a2 , b2 ) RCP en (c1 , d1 , c2 , d2 ) LCP licht op bij verschillende resonantiefrequenties:(a1 –d1 ) f ₁ = 288.5 THz, (a2 –d2 ) f ₂ = 404 THz. De zwarte ononderbroken lijn (stippellijn) pijlen geven de equivalente elektrische dipoolmomenten aan op de bovenste (onderste) laag van de voorgestelde chirale nanostructuur

In het volgende onderzoeken we de invloeden van de geometrische parameters van de eenheidscel op de absorptie-eigenschappen van de voorgestelde CMSA. Afbeelding 6 toont de gesimuleerde absorptiespectra voor LCP- en RCP-lampen en resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) met verschillende geometrische parameters (r , w , t _m , en t _s ) van de eenheidscel. Voor de ontworpen nanostructuur kon een interessante spectrale variatie van parameterafhankelijke selectieve absorptie-eigenschappen worden waargenomen, die duidelijk multi-factoren competitief en complex is. In deze studie zijn de geometrische parameters van de controlegroep r = 70 nm, w = 40 nm, t _m = 30 nm, en t _s = 120 nm, en één parameter tegelijk wijzigen.

De gesimuleerde (a1 –d1 ) absorptiespectra en (a2 –d2 ) resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) van de LCP- en RCP-lampen van de voorgestelde CMSA met verschillende geometrische parameters:(a1 , a2 ) straal (r ), (b1 , b2 ) draadbreedte (w ), en (c1 , c2 ) dikte (t _m ) van halve cirkel nanostructuur, (d1 , d2 ) dikte van diëlektrisch substraat (t _s )

De halve cirkel nanostructuur met de verschillende r (r = 65 nm, 70 nm, 75 nm en 80 nm) werden eerst berekend, terwijl de andere parameters zijn vastgesteld zoals weergegeven in Fig. 6a1, a2. Wanneer verhoogt r , de resonantiefrequenties f ₋ voor LCP en f ₊ voor RCP-lichten nemen geleidelijk af, wat kan worden geïnterpreteerd door de equivalente LC resonantiekringtheorie [55, 56]. De resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) voor zowel LCP- als RCP-lampen kan de verlichting worden uitgedrukt als \(f_{ \mp } =\frac{1}{{2\pi \sqrt {LC} }}\), waarbij equivalente capaciteit C en inductie L worden voornamelijk bepaald door de geometrische parameters van de voorgestelde CMSA. De L zal toenemen met de toename van de r , waardoor de resonantiefrequenties afnemen (f ₋ , f ₊ ). Bovendien, zoals getoond in Fig. 6a1, wanneer verhogingen r , zal de absorptie van het LCP-licht geleidelijk afnemen, terwijl dat van het RCP-licht vrijwel ongewijzigd zal blijven. Afbeelding 6b1, b2 toont de absorptiespectra van de LCP- en RCP-lampen bij het wijzigen van de w van 30 tot 45 nm met een stap van 5 nm, terwijl de andere parameters ongewijzigd blijven. Het is te zien dat de resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) voor zowel LCP als RCP lichten zal geleidelijk toenemen met de toename van de w . Het is duidelijk dat de toename van de resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) is voornamelijk te wijten aan de daling van de C . De absorptie van het LCP-licht zal eerst toenemen en daarna iets afnemen, terwijl dat van het RCP-licht geleidelijk zal afnemen bij toenemende w , zoals getoond in Fig. 6b2. Zoals getoond in Fig. 6c1, c2, presenteren we de absorptiespectra en resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) van de LCP- en RCP-lampen met variërende t _m van 20 tot 50 nm door een stap van 10 nm en andere parameters vast. Er zijn vergelijkbare gevallen als de wijziging van w , wanneer verhoogt t _m , de resonantiefrequentie (f ₋ ) voor LCP-licht aanzienlijk toenemen, en die voor RCP-licht iets toenemen. In dit geval is de L zal afnemen met het toenemen van de t _m , wat resulteert in een toename van de resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ). Bovendien zal de absorptie van zowel LCP- als RCP-lampen eerst toenemen en vervolgens afnemen bij toenemende t _m , zoals getoond in Fig. 6c2. Ten slotte illustreerden we de absorptiespectra en resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) voor zowel LCP- als RCP-lampen met verschillende t _s (t _s = 110 nm, 120 nm, 130 nm en 140 nm), terwijl andere parameters ongewijzigd blijven, zoals weergegeven in Fig. 6d1, d2. Het kan worden opgemerkt dat wanneer verhogingen t _s , zal de absorptie van het LCP geleidelijk toenemen, terwijl die van het RCP-licht iets zal afnemen, zoals weergegeven in Fig. 6d1. Bovendien kunnen de resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) voor zowel LCP als RCP nemen de lichten geleidelijk af wanneer ze toenemen t _s , zoals weergegeven in Fig. 6d2. In dit geval is de C zal toenemen wanneer t . toeneemt _s , waardoor de resonantiefrequenties afnemen (f ₋ , f ₊ ). Geconcludeerd kan worden dat de resonantiefrequenties (f ₋ , f ₊ ) en absorptieniveau voor zowel RCP- als LCP-lampen zijn gevoelig voor de geometrische parameters van de eenheidscel van de ontworpen chirale nanostructuur. De selectieve absorptie-eigenschappen van de voorgestelde CMSA kunnen dus dynamisch worden aangepast door structuurparameters te variëren.