Hoogpresterende Plasmonische Chirale Metasurface Absorber met Dubbellagige Gedraaide Halfcircel Nanostructuur voor Selectieve Circulaire Polarizatie

Samenvatting

In dit artikel presenteren we een plasmonische chirale metasurface absorber (CMSA) die hoge selectieve absorptie kan bereiken voor rechts- en linkscirculaire polarisatie (RCP en LCP) bij optische frequenties. De CMSA bestaat uit een dielectrisch substraat dat wordt ingesloten door een dubbellagige, viervoudig gedraaide halfcircel metalen nanostructuur. De voorgestelde CMSA vertoont een sterke selectieve absorptieband, waarbij absorptiepieken voor LCP en RCP licht optreden op verschillende resonantiefrequenties, wat wijst op een significant circulair dichroïsme (CD) effect. Er wordt aangetoond dat de absorptie van de CMSA 93,2% kan bereiken voor LCP licht en 91,6% voor RCP licht, terwijl de maximale CD-magnitude respectievelijk 0,85 en 0,91 bedraagt rond 288,5 THz en 404 THz. Het mechanisme van de sterke chiroptische respons wordt geïllustreerd door elektrische veldverdelingen van de eenheidscel nanostructuur. Verder wordt de invloed van de geometrie van de voorgestelde CMSA op de selectieve absorptie van circulaire polarisatie systematisch bestudeerd.

Inleiding

Chiraliteit, een alomtegenwoordig fenomeen dat verwijst naar een geometrische eigenschap van een object dat geen inversie- of spiegelsymmetrie bezit, blijft relevant voor wetenschap en technologie. Chirale media verschijnen meestal in twee enantiomere vormen die spiegelbeeldend zijn en niet op hun spiegelafbeelding kunnen worden gesuperponeerd door eenvoudige translatie of rotatie, en ze vertonen altijd een ander antwoord op rechts- en linkscirculaire polarisatie (RCP en LCP) licht. Circulair dichroïsme (CD) van circulaire polarisatie (CP) licht afkomstig van chirale media is een van de meest unieke chiroptische eigenschappen. Het CD-effect verwijst naar het verschillende antwoord van RCP en LCP licht in chirale media, wat brede toepassingsmogelijkheden heeft in biologie, medische wetenschap, chemie, en polarisatie-gerelateerde optoelektronische apparaten. Echter, het CD-effect van natuurlijke materialen is tamelijk zwak, wat de praktische toepassing sterk belemmert. Metasurfaces, als een subklasse van metamaterialen bestaande uit mono- of weinig-lagige plannaire structuren, tonen grote belofte voor willekeurige manipulatie van elektromagnetische (EM) golven of licht. In het bijzonder is een chirale metasurface (CMS) in staat om chirale optische effecten met verschillende ordes van grootte te versterken.

CMSs hebben enorm belangstelling gekregen omdat ze exotische EM-eigenschappen kunnen vertonen, waaronder negatieve brekingsindex en optische activiteit, asymmetrische transmissie, reusachtig CD-effect, polarisatieconversie en golfrontmanipulatie. Sindsdien zijn verschillende CMS-structuren (zoals split-ring, spiraaldraad, gammadion, L-vormig, enz.) voorgesteld om hoog-efficiënte chirale-selectieve veldversterking voor LCP of RCP licht te bereiken. Echter, de meeste eerdere ontwerpen van die CMS richten zich op de prestaties van chiraliteit in transmissie, terwijl veel minder aandacht is besteed aan reflectie/absorptie voor CP licht, wat evenzeer belangrijk is in technische toepassingen. Het is bekend dat de meeste studies van eerdere absorbers van toepassing zijn op lineair gepolariseerd licht, terwijl dergelijke ontwerpen voor CP licht zelden bestudeerd zijn. In feite kunnen CMSs ook gebruikt worden om nieuwe absorbers voor CP licht te construeren. Bijvoorbeeld, Li et al. voorgesteld een ultra-dunne absorber gebaseerd op L-vormige draden, die alleen de LCP-golf in het microgolfgebied kan dempen. Wang et al. toonden aan dat een chirale metamirror bijna al het LCP-licht kan reflecteren, terwijl het het RCP-licht in het infraroodgebied volledig absorbeert. Tang et al. voorgesteld een absorber met ŋ-vormige resonatoren, die selectieve absorptie voor verschillende CP licht in het zichtbare bereik kan bereiken. Vervolgens zijn nabij-infrarode chirale absorbers met plasmonische metasurface voorgesteld en gedemonstreerd om selectief LCP of RCP licht te absorberen. Echter, de absorptie van de meeste CMSs is minder dan 90%. Dus een effectief ontwerp van een chirale metasurface absorber (CMSA) met hoge selectieve absorptie is zeer wenselijk.

In dit werk presenteren we een soort hoog-efficiënte CMSA gebaseerd op een dubbellagige viervoudig gedraaide halfcircel nanostructuur die werkt in het nabij-infrarode en zichtbare gebied. Zo'n CMSA kan selectief meer dan 90% absorptie bereiken voor verschillende CP licht met specifieke handedness bij verschillende resonantiefrequenties. Door de sterke selectieve absorptie van de voorgestelde CMSA kan een hoge CD-waarde van ongeveer 0,9 worden gerealiseerd. Het fysieke mechanisme dat ten grondslag ligt aan selectieve absorptie voor verschillende CP licht is in detail geanalyseerd door elektrische veldverdelingen. Verder zijn de invloeden van eenheidscel geometrische parameters op selectieve absorptie systematisch bestudeerd. Het kan redelijkerwijs worden gegeloofd dat de resultaten in dit werk het ontwerp van CMSA met sterke absorptie en CD-effect voor veel praktische toepassingen kunnen leiden, zoals thermische absorber, optische communicatieapparaten, fotodetector, optische filters, imaging en hologrammen.

Eenheidscel Ontwerp

Figuur 1 presenteert het schematische diagram van de voorgestelde CMSA, die bestaat uit een periodieke array met gedraaide halfcircel nanostructuur. De viervoudig gedraaide halfcircel nanostructuur aan elke kant van het dielectrische substraat is zo gepositioneerd dat elke element 90° gedraaid is ten opzichte van zijn buurman, en de onderste helft van elke halfcircel nanostructuur is ook 90° gedraaid ten opzichte van de bovenste, zoals getoond in Fig. 1b. Vergelijkbaar met eerdere ontwerpen zijn de bovenste vier halfcircel nanostructuren verbonden met de onderste door koperen cylinders, en de straal van de koperen cylinder is gelijk aan de draadbreedte van de halfcircel, wat de geleidende koppeling kan vergroten. De gedraaide halfcircel nanostructuur kan worden gezien als een gekoppeld resonatorsysteem, waar de sterke chirale responsen voortkomen uit de elektrische en magnetische inductieve koppeling tussen de twee gedraaide verbonden halfcircels. Deze eenvoudige gedraaide halfcircel nanostructuur met spiegelsymmetrieën is ontworpen in de boven- en onderlaag, waardoor de voorgestelde CMSA de chiraliteit kan versterken.

De algehele eenheidscel van de voorgestelde CMSA vertoont een viervoudige rotatie (C₄) symmetrie voor de lichtvoortplantingsrichting. Het dielectrische substraat in de middenlaag is gemaakt van een verliesvrij dielectrisch MgF₂ met een relatieve permitiviteit van 1,9. De chirale metalen nanostructuren zijn gekozen als goud, en de materiaalparameters kunnen worden beschreven door het Drude-model. De geoptimaliseerde structurele parameters van de eenheidscel zijn gegeven als: p_x = p_y = 600 nm, r = 70 nm, w = 40 nm, t_s = 120 nm, t_m = 30 nm. De eenheidscel van de CMSA is periodiek langs de x- en y-asrichtingen met periodes van 600 nm om diffractie te vermijden wanneer de incidentielichtfrequentie opkomt tot 500 THz. Om de efficiëntie van de voorgestelde CMSA te verifiëren, zijn volledige-golf hoge-frequentie EM-simulaties uitgevoerd gebaseerd op de eindige elementenmethode (FEM) door gebruik te maken van de frequentiedomein-oplosser in CST Microwave Studio. Zodra de CMSA eenheidscel nanostructuur, passende randvoorwaarden, maasgrootte en frequentiebereik redelijk zijn ingesteld, kan de frequentiedomein-simulatie worden gestart.

Resultaten en Discussie

De gesimuleerde co-polarisatie transmissiecoëfficiënten (t₊₊(ω), t₋₋(ω)) en reflectiecoëfficiënten (r₊₊(ω), r₋₋(ω)) voor normaal incident LCP en RCP licht worden gepresenteerd in Fig. 2. Twee chirale plasmonische resonantiemodi (modus 1 en modus 2) konden duidelijk worden waargenomen bij frequenties van f₁ = 288,5 THz en f₂ = 404 THz, respectievelijk. Het kan worden waargenomen dat de co-polarisatie reflectiecoëfficiënt r₊₊(ω) voor RCP en r₋₋(ω) voor LCP licht gelijk zijn; en beide zijn minder dan 0,4 in het gehele geïnteresseerde frequentiebereik. Daarnaast dalen de magnitudes van r₊₊(ω) en r₋₋(ω) tot ongeveer 0,15 bij resonanties, wat impedantie-matching aangeeft tussen de CMSA en de vrije ruimte voor zowel RCP als LCP licht. Het kan ook worden gezien dat de co-polarisatie transmissiecoëfficiënten t₊₊(ω) voor RCP en t₋₋(ω) voor LCP licht significant verschillen bij resonanties door de chirale aard van de voorgestelde CMSA. Rond het lagere frequentiepunt f₁ is de magnitude van t₊₊(ω) voor het RCP licht ongeveer 0,93, wat veel hoger is dan t₋₋(ω) voor het LCP licht dat slechts ongeveer 0,075 is. Rond het hogere frequentiepunt f₂ daalt de magnitude van t₊₊(ω) voor het RCP licht tot een minimale waarde van 0,018, terwijl t₋₋(ω) voor het LCP licht opkomt tot een maximale waarde van ongeveer 0,92. Dit betekent dat alleen het incidentele RCP licht kan worden geselecteerd om door de CMSA te gaan terwijl het LCP licht verboden is bij de lagere frequentie. Bij de hogere frequentie f₂ kan alleen het incidentele LCP licht worden geselecteerd om door de CMSA te gaan terwijl het RCP licht extreem verboden is. Dus, de chirale selectiefenomenen van de CMSA bovenstaand zouden consequent leiden tot verschillende absorptie voor RCP en LCP licht, wat impliceert het bestaan van een hoge efficiënte selectieve absorptie en reusachtig CD-effect bij resonanties.

Figuur 2b toont de absorptiespectra (A₊(ω), A₋(ω)) voor beide incidentele LCP en RCP licht. Het kan worden waargenomen dat de absorptie voor LCP en RCP licht oploopt tot een maximale waarde van ongeveer 93,2% en 91,6%, terwijl die voor RCP en LCP licht daalt tot slechts ongeveer 8,7% en 4,8% rond de bovenstaande twee resonanties, respectievelijk. Duidelijk kan worden geconcludeerd dat de voorgestelde CMSA een sterke absorptie van LCP licht en een tamelijk hoog transmissieniveau voor RCP licht vertoont rond de lagere frequentie f₁, terwijl de conditie volledig omgekeerd is wanneer de frequentie opkomt tot de hogere resonantiefrequentie f₂. Dit betekent dat de voorgestelde CMSA een selectieve absorptie voor twee CP licht met specifieke handedness vertoont terwijl het de andere reflecteert bij verschillende resonanties. Bovendien is het de moeite waard om te benadrukken dat de CMSA twee sterke absorptiefrequentiebanden heeft met slechts één enkele grootte chirale nanostructuur, en is redelijkerwijs superieur vergeleken met eerdere chirale absorbers met één geïsoleerde absorptieband wier aanpassing voor verschillende CP licht sterk afhangt van verschillende geometrische groottes. Dus, de ontworpen chirale nanostructuur kan fungeren als een perfecte LCP licht absorber bij de lagere frequentie en perfecte RCP licht absorber bij de hogere frequentie. Het moet worden opgemerkt dat de selectieve absorptieprestaties van de voorgestelde CMSA zullen verslechteren met de toename van de incidentiehoek (schuine incidentie), door hogere-orde multipolaire plasmonresonantie (niet getoond). Verder kan worden afgeleid dat de hoge chirale-selectieve absorptie voor CP licht zal leiden tot een reusachtig CD-effect in de voorgestelde CMSA.

Het verschil in absorptie of transmissie tussen LCP en RCP licht kan worden gekarakteriseerd door de CD-parameter Δ. Figuur 3a presenteert het CD-spectrum van de CMSA, waarbij de hoofdpieken van de CD-parameter ongeveer 0,85 en 0,91 zijn bij twee resonantiefrequenties, respectievelijk; wat veel groter is dan gerapporteerde chirale nanostructuren. Het reusachtige 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 de polarisatie-azimutrotatiehoek θ zoals getoond in Fig. 3b. Er kan worden gevonden dat de waarde van η ongeveer 40,4° en -43,9° is, terwijl de waarde van θ ongeveer 0° is bij de lagere en hogere frequenties, respectievelijk. Dit betekent dat de getransmitteerde licht een duidelijke RCP en LCP karakteristiek vertonen na doorheen gaan van de CMSA-plaat bij de twee resonantiefrequenties. Het moet worden opgemerkt dat deze CMSA-gebaseerde circulaire polarisator met hogere CP-zuiverheid geldig is voor willekeurig gepolariseerd licht door zijn hoge C₄ symmetrie van de eenheidscel. Dus, een homogene circulaire polarisator kan redelijkerwijs worden gerealiseerd met onze ontworpen chirale nanostructuur.

Om de selectieve absorptie en het reusachtige CD-effect van de CMSA volledig te begrijpen, hebben we de brekingsindex Re(n), Re(n₋), Re(n₊) en chirale parameter Re(κ) opgehaald met behulp van een standaard opvragingsprocedure vanuit de transmissie- en reflectiecoëfficiënten van CP licht, zoals getoond in Fig. 4a, b. Het is duidelijk dat twee resonanties gerelateerd aan de sterke chiraliteit in de ontworpen CMSA ontstaan. De lagere frequentieresonantie treedt op rond 288,5 THz, terwijl de hogere zich bevindt op 404 THz, wat consistent is met de karakteristieke frequenties van selectieve absorptie en CD-pieken. Zoals getoond in Fig. 4a, is de Re(n) negatief met maximaal magnitudes van -2,3 en -1,1, en de Re(κ) is op tot maximaal magnitudes van 6,4 en -5,1 rond de twee bovengenoemde resonantiefrequenties. Het is duidelijk dat de chirale parameter κ ook bijdraagt aan de negatieve breking van RCP en LCP licht. De sterke chiraliteit kan de brekingsindex van het RCP/LCP licht gemakkelijk negatief maken bij resonanties door de relatie n_± = n ± κ. Dus, zoals getoond in Fig. 4b, is de Re(n₋) voor LCP licht en Re(n₊) voor RCP licht negatief van 286,2 THz tot 291 THz, en 400,2 THz tot 404 THz, respectievelijk. Daarnaast zijn de Re(n₋) en Re(n₊) op tot de maximaal negatieve waarden van -8,6 en -6,3 bij de twee resonanties bovenstaand, respectievelijk. Het onthult dat de hoge selectieve absorptie alsook het reusachtige CD-effect van de voorgestelde CMSA geassocieerd zijn met de negatieve brekingseigenschap van de LCP en RCP licht.

Om de oorsprong van de selectieve absorptie geassocieerd met het reusachtige CD-effect van de voorgestelde CMSA verder onthullen, zijn de elektrisch veld (E_z) verdelingen van de eenheidscel gedreven door RCP en LCP licht bij 288,5 THz en 404 THz bestudeerd. Het is bekend dat de opwekking van oppervlakteplasmonresonantie oscillerende dipolvelden zal produceren aangezien de halfcircel nanostructuur kleine diameters vertoont vergeleken met de incidentegolflengte van de verschillende CP licht. Wanneer RCP of LCP licht op de halfcircel nanostructuur valt, kan redelijkerwijs worden gegeloofd dat de selectieve absorptie en het reusachtige CD-effect zullen ontstaan in de voorgestelde CMSA en consequent resulteren in de verschillende verdeling van het elektrisch veld en magnetische veldcomponenten in elke laag.

Figuur 5 toont de elektrisch veld (E_z) verdelingen van de voorgestelde CMSA gedreven door RCP en LCP licht bij verschillende resonantiefrequenties. De gedetailleerde plots van de elektrisch veld (E_z) verdelingen op de halfcircel nanostructuren tonen duidelijk de aard van elk oppervlakteplasmonische modus. De rode en blauwe regio op de halfcircel nanostructuur van de boven- en onderlaag presenteren de positieve en negatieve lading accumulatie onder RCP en LCP licht opwekking. De positieve en negatieve ladingen zijn gescheiden en voornamelijk geaccumeerd in de hoeken van elke halfcircel nanostructuur, alsof een elektrisch dipoloscillatie. Het kan worden waargenomen dat de elektrisch dipolkracht veel sterker is dan de magnetische in de ontworpen halfcircel nanostructuur, wat de overheersing van elektrisch dipoloscillaties onthult. De selectieve absorptie en het reusachtige CD-effect gegenereerd bij resonanties is te danken aan de duidelijke dipolkracht verschil onder LCP en RCP opwekking. Hier is een vereenvoudigde methode met equivalente elektrisch dipolmomenten toegepast, die de ladingsvibraties van vier halfcircel nanostructuren in elke laag beschouwt als één dipolvibratie. Volgens de Born-Kuhn theorie is de modus die gehybrideerd is van twee dipolen met dezelfde elektrisch velddirectie genoemd als bindingmodus, terwijl de andere die gehybrideerd is van twee dipolen met 90° of kruisdirectie aangeduid wordt als antibindingmodus. Zoals getoond in Fig. 5a1, b1, onder RCP lichtverlichting bij resonantiefrequentie van f₁ = 288,5 THz, tonen de elektrisch dipolvelden in boven- en onderlaag de kruisdirecties en vormen een antibindingmodus, en consequent resulterend in hoge transmissie van RCP licht volgens het Born-Kuhn model. Zoals getoond in Fig. 5c1, d1, onder LCP lichtverlichting, kan worden gezien dat de elektrisch veldverdeling van CMSA kan worden beschouwd als een hybride uit de bindingmodus tussen de boven- en onderlaag, die samengesteld is uit twee equivalente elektrisch dipolmomenten met dezelfde richting, resulterend in hoog absorptieniveau van LCP licht. Dus, de binding- en antibindingmodi veroorzaken verschillende resonantie-energie en verschillende transmissie en absorptie van chirale nanostructuren bij de lagere frequentie onder LCP en RCP lichtverlichting (zie Fig. 2). Zoals getoond in Fig. 5a2, b2, c2, d2, onder RCP en LCP lichtverlichting bij resonantiefrequentie van f₂ = 404 THz, tonen de elektrisch dipolvelden in boven- en onderlaag dezelfde richtingen (bindingmodus) en kruisdirecties (antibindingmodus) respectievelijk, en consequent resulterend in hoog absorptieniveau voor RCP licht en hoge transmissie voor LCP licht. Dus, het kan worden gezien dat de selectieve absorptie en CD-effect bij twee verschillende frequenties voornamelijk toegeschreven worden aan de binding- en antibindingmodi, die geïnduceerd worden door hybride koppeling van de boven- en onderlaag elektrisch dipolmomenten.

In het volgende onderzoeken we de invloeden van de geometrische parameters van de eenheidscel op de absorptie-eigenschappen van de voorgestelde CMSA. Figuur 6 toont de gesimuleerde absorptiespectra voor LCP en RCP licht, en resonantiefrequenties (f₋, f₊) met verschillende geometrische parameters (r, w, t_m, en t_s) van de eenheidscel. Voor de ontworpen nanostructuur kunnen enkele interessante spectrale variaties van parameter-afhankelijke selectieve absorptie-eigenschap worden waargenomen, wat 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 wordt één parameter tegelijkertijd veranderd.

De halfcircel nanostructuur met verschillende r (r = 65 nm, 70 nm, 75 nm, en 80 nm) werd eerst berekend, terwijl de andere parameters vastgehouden worden zoals getoond in Fig. 6a1, a2. Wanneer r toeneemt, dalen de resonantiefrequenties f₋ voor LCP en f₊ voor RCP licht geleidelijk, wat geïnterpreteerd kan worden door de equivalente LC resonantiekringtheorie. De resonantiefrequenties (f₋, f₊) voor zowel LCP als RCP lichtverlichting kunnen worden uitgedrukt als \(f_{ \mp } = \frac{1}{{2\pi \sqrt {LC} }}\), waar equivalente capaciteit C en inductie L voornamelijk bepaald worden door de geometrische parameters van de voorgestelde CMSA. De L zal toenemen met de toename van r, wat resulteert in de afname van de resonantiefrequenties (f₋, f₊). Daarnaast, zoals getoond in Fig. 6a1, wanneer r toeneemt, zal de absorptie van het LCP licht geleidelijk afnemen terwijl die van het RCP licht bijna onveranderd blijft. Figuur 6b1, b2 toont de absorptiespectra van de LCP en RCP licht bij het veranderen van w van 30 tot 45 nm met een stap van 5 nm, terwijl de andere parameters onveranderd blijven. Het kan worden gezien dat de resonantiefrequenties (f₋, f₊) voor zowel LCP als RCP licht geleidelijk toenemen met de toename van w. Duidelijk is de toename van de resonantiefrequenties (f₋, f₊) voornamelijk te wijten aan de afname van C. De absorptie van het LCP licht zal eerst toenemen en daarna licht afnemen, terwijl die van het RCP licht geleidelijk zal afnemen bij het verhogen van 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 licht met varierende t_m van 20 tot 50 nm met een stap van 10 nm en andere parameters vast. Er zijn vergelijkbare gevallen als de verandering van w, wanneer t_m toeneemt, neemt de resonantiefrequentie (f₋) voor LCP licht significant toe, en die voor RCP licht licht. In dit geval zal L afnemen met de toename van t_m, wat resulteert in de toename van de resonantiefrequenties (f₋, f₊). Daarnaast zal de absorptie van zowel LCP als RCP licht eerst toenemen en daarna afnemen bij het verhogen van t_m, zoals getoond in Fig. 6c2. Ten slotte hebben we de absorptiespectra en resonantiefrequenties (f₋, f₊) voor zowel LCP als RCP licht geïllustreerd met verschillende t_s (t_s = 110 nm, 120 nm, 130 nm, en 140 nm), terwijl andere parameters onveranderd blijven, zoals getoond in Fig. 6d1, d2. Het kan worden waargenomen dat wanneer t_s toeneemt, de absorptie van het LCP geleidelijk zal toenemen, terwijl die van het RCP licht licht zal afnemen, zoals getoond in Fig. 6d1. Daarnaast dalen de resonantiefrequenties (f₋, f₊) voor zowel LCP als RCP licht geleidelijk wanneer t_s toeneemt, zoals getoond in Fig. 6d2. In dit geval zal C toenemen wanneer t_s toeneemt, wat resulteert in de afname van de resonantiefrequenties (f₋, f₊). Het kan worden geconcludeerd dat de resonantiefrequenties (f₋, f₊) en absorptieniveau voor zowel RCP als LCP licht gevoelig zijn voor de geometrische parameters van de eenheidscel van de ontworpen chirale nanostructuur. Dus, de selectieve absorptie-eigenschappen van de voorgestelde CMSA kunnen dynamisch worden aangepast door de structuurparameters te variëren.

Conclusie

Samengevat, een CMSA gebaseerd op een dubbellagige viervoudig gedraaide halfcircel nanostructuur is voorgesteld om bijna perfecte chirale-selectieve absorptie voor RCP en LCP licht alsook reusachtig CD-effect te bereiken in zowel nabij-infrarood als zichtbare gebieden. De simulatieresultaten tonen aan dat de chirale-selectieve absorptie voor zowel RCP als LCP licht meer dan 90% is, en de CD-magnitude kan 0,91 bereiken. Volgens de opgehaalde effectieve EM-parameters kan worden gevonden dat de lagere frequentie absorptie en CD-effect beide geassocieerd zijn met de negatieve brekingseigenschappen van het LCP licht, terwijl het geval van hogere frequentie betrekking heeft op het RCP licht. De elektrisch veldverdelingen wijzen erop dat de chirale-selectieve absorptie-eigenschappen en het reusachtige CD-effect van de CMSA voornamelijk voortkomen uit de binding- en antibindingmodi die geïnduceerd worden door hybride koppeling van de boven- en onderlaag elektrisch dipolmomenten. Verder kunnen de resonantiefrequenties en chirale-selectieve absorptieniveau van de CMSA worden afgestemd door de geometrische parameters van de eenheidscel te veranderen. Dus, het kan redelijkerwijs worden geconcludeerd dat het ontwerp van de CMSA veelbelovend is voor toekomstige toepassingen in optisch filter, chirale imaging, circulaire polarisator, detectie, en optische communicatie.

Numerieke Methode Sectie

FEM Simulaties: Volledige golf EM-simulaties zijn uitgevoerd gebaseerd op de eindige elementenmethode (FEM). In de simulatie worden de elektrische eigenschappen van goud beschreven door het Drude-model als: $$\varepsilon_{{{\text{Au}}}} = {1} - \omega_{p}^{{2}} /\omega \left( {\omega + i\gamma } \right)$$ (1) waar ω_p = 1,37 × 10¹⁶ rad/s de plasmafrequentie is en γ = 8,04 × 10¹³ rad/s de botsingsfrequentie van goud in het optische frequentiebereik. In de simulatie werd de eenheidscel randvoorwaarde toegepast langs x- en y-asrichting en de twee CP eigen lichten werden direct gebruikt. Breedband CP licht wordt gebruikt als opwekkingsbronnen en gaan normaal door de eenheidscel van de ontworpen chirale nanostructuur van de -z naar +z richting. Vervolgens kunnen reflectie- en transmissiecoëfficiënten van zowel LCP als RCP licht worden verkregen. Over het algemeen kan de absorptie aangeduid als A₋(ω)/A₊(ω) voor de LCP/RCP licht worden uitgedrukt als: A₋(ω) = 1 − R₋₋(ω) − T₋₋(ω) = 1 − |r₋₋(ω)|² − |t₋₋(ω)|², A₊(ω) = 1 − R₊₊(ω) − T₊₊(ω) = 1 − |r₊₊(ω)|² − |t₊₊(ω)|², respectievelijk. De co-polarisatie transmissiecoëfficiënten t₋₋(ω) zijn voor de LCP en t₊₊(ω) voor de RCP licht, terwijl r₋₋(ω) en r₊₊(ω) de co-polarisatie reflectiecoëfficiënten zijn, respectievelijk. Het moet worden opgemerkt dat de kruis-polarisatie transmissiecoëfficiënten (t₊₋(ω), t₋₊(ω)) en reflectiecoëfficiënten (r₊₋(ω), r₋₊(ω)) voor LCP en RCP licht klein genoeg zijn om te verwaarlozen (< 0,01) door de hoge C₄ symmetrie van de eenheidscel van de ontworpen chirale nanostructuur. Daarnaast wordt het CD-effect geïnduceerd door de selectieve absorptie van twee CP licht, wat kan worden uitgedrukt als: △ =|t₊₊(ω)| − |t₋₋(ω)|. De ellipticiteit en optische activiteit zijn belangrijke parameters om de chiraliteit van de ontworpen chirale nanostructuur te evalueren. De ellipticiteit karakteriseert de polarisatietoestand van getransmitteerde licht van de chirale nanostructuur, wat beschreven wordt door ellipticiteitshoek η = arctan[(|t₊₊(ω)| − |t₋₋(ω)|) / (|t₊₊(ω)| +|t₋₋(ω)|)]. Terwijl de optische activiteit de rotatie-eigenschap van het polarisatievlak van een getransmitteerd lineair gepolariseerd licht ten opzichte van het incidentele vertegenwoordigt, wat beschreven wordt door de polarisatie-azimutrotatiehoek θ = [arg(t₊₊(ω)) − arg(t₋₋(ω))]/2.