Optisch aktive plasmonische Metaoberflächen basierend auf der Hybridisierung von In-Plane- und Out-of-Plane-Kopplung

Hintergrund

Plasmonische Metaoberflächen als zweidimensionale Versionen von Metamaterialien haben ein breites Spektrum vielversprechender Phänomene und Anwendungen, darunter Polarisationsumschaltung [1], Strahlrotator [2], Fano-Resonanz [3,4,5,6,7], Nanoantennen [8 ,9,10], negativer Brechungsindex [11, 12], nahezu perfekte Absorber [13,14,15] und Tarnung der Unsichtbarkeit. Aufgrund vieler potenzieller Anwendungen wie der oberflächenverstärkten Raman-Streuung (SERS) [3], der oberflächenverstärkten Infrarotabsorption (SEIRA ) [16], Brechungsindexmessung [17,18,19,20,21] und Quanteninformationsspeicher. Die Konzepte der EIT und der Fano-Resonanz wurden beide ursprünglich im Quantensystem entdeckt. EIT wird durch die destruktive Interferenz zwischen zwei Plasmonenmoden im klassischen System erhalten. Wenn dann die EIT erzeugt wird, wenn ein schmalerer Plasmonenmodus destruktiv mit einem breiteren Plasmonenmodus interferiert, hat das resultierende Spektrum eine Fano-Linienform. Zhanget al. realisierten erstmals Fano-Resonanz und EIT in einer plasmonischen Nanostruktur mit einem hellen und einem dunklen Element in einer Ebene [22]. Bei den meisten berichteten plasmonischen Metaoberflächen, die auf plasmonischer Kopplung in der Ebene basieren, die im sichtbaren oder nahen Infrarotbereich (NIR) arbeitet, wird die Kopplungsstärke jedoch durch die genaue Größe der Lücke zwischen resonanten Elementen bestimmt, aber es werden präzise, ​​sub-10- nm Lücken sind aufgrund der Beschränkungen der aktuellen Fertigungstechnologie immer noch eine Herausforderung [8]. Diese Nanostrukturen sind jedoch stark auf den winzigen Abstand zwischen den Teilchen angewiesen, was für die großflächige Produktion nicht günstig ist. Anders als bei der Metaoberfläche, die auf dem Kopplungseffekt in der Ebene basiert, haben Liu et al. experimentell nachgewiesene plasmonische EIT unter Verwendung der vertikalen Stapelung der Metamaterialelemente erstmals [23]. Anschließend wurden vor kurzem eine Reihe von Metamaterialien (oder Metaoberflächen) basierend auf dem planaren oder vertikalen Design plasmonischer Nanostrukturen vorgeschlagen und gezeigt, dass sie EIT-ähnliche Phänomene und Fano-Resonanzen erreichen [24,25,26,27,28,29,30,31 ,32,33,34,35]. Aminet al. demonstrierten die asymmetrische Fano-ähnliche Spektrallinienform und ein schmales EIT-Fenster in der Reaktion des Resonators, der unter Verwendung sowohl des Goldrahmens als auch des Graphen-Patches in einer Ebene konstruiert wurde [17]. Der Qualitätsfaktor der Fano-Resonanz in dieser Metallstruktur ist jedoch aufgrund optischer Verluste im Metall, die eine signifikante Verbreiterung der plasmonischen Resonanzen verursachen, sehr gering, was auch bei plasmonischen Nanostrukturen unter Verwendung von Metallen ein äußerst häufiges Problem ist [36,37,38, 39,40,41,42]. Unseres Wissens sind die Q-Faktoren der meisten berichteten Fano-Resonanzen im sichtbaren und NIR-Bereich im Allgemeinen niedriger als 10 [36,37,38,39,40,41,42,43]. Kürzlich haben Dayal et al. demonstrierten eine Flüstergalerie-Modus-basierte metallische Metaoberflächen, die plasmonische Fano-Resonanzen mit hohem Q (die 79 erreichen) bei NIR-Frequenzen realisierten [5]. Diese berichtete Fano-Resonanz kann jedoch nur bei einer bestimmten Wellenlänge erreicht werden, was ebenfalls ein weiteres häufiges Problem ist, das die weiteren Entwicklungen und Anwendungen der Fano-Resonanz oder des EIT-Phänomens ernsthaft einschränkt. Die aktive Manipulation der Fano-Resonanz oder des EIT-Fensters ist für viele praktische Anwendungen sehr wünschenswert [19, 21, 35, 43]. Xiaet al. entwarfen und numerisch demonstrierten ein abstimmbares PIT-System bestehend aus sinusförmig gekrümmten und planaren Graphenschichten, das jedes der Muster der Graphenschicht vermeiden kann [44]. Im Jahr 2017 haben Yang et al. experimentell eine hochgradig kontrollierbare Absorptionsresonanz mit hohem Qualitätsfaktor erreicht, die zunächst als optische Femtosekunden-Polarisationsumschaltung basierend auf einer plasmonischen Metaoberfläche im mittleren Infrarotbereich nachgewiesen wurde [1]. Außerdem wird in dieser Arbeit auch eine maximale elektrische Feldverstärkung von 41,8 beobachtet. Es ist wünschenswert, plasmonische Nanoantennen einzusetzen, die nicht nur zu „Hot Spots“ mit einer großen lokalen Feldverstärkung, sondern auch zu einer nahezu perfekten Absorption führen. Obwohl enorme Fortschritte bei der Erforschung der Verbesserung der lokalen Verstärkung des elektrischen Felds und der Verbesserung der Absorption erzielt wurden, können starke lokale Verstärkungen des elektrischen Felds (|E _loc |/|E ₀ |> 100) und gleichzeitig nahezu perfekte Absorption (> 99%) bleibt eine Herausforderung, von der ein breites Anwendungsspektrum profitieren wird, darunter plasmonische Sensoren, photokatalytische Wasserspaltung, SERS und SEIRA. Abgesehen von der Polarisationsumschaltung, die von Yang et al. [1] sind die meisten herkömmlichen polarisationsselektiven Geräte, wie Wellenplatten und Polarisatoren, die auf elektrooptischen Effekten basieren, entweder statisch oder arbeiten nur mit Gigahertz-Schaltgeschwindigkeiten, die durch die erforderliche Elektronik begrenzt sind [45, 46]. Bei den Phänomenen oder Anwendungen des EIT-Effekts, der Fano-Resonanz und plasmonischer Nanoantennen auf der Grundlage einer plasmonischen Metaoberfläche leiden die meisten der früher veröffentlichten Arbeiten daher normalerweise unter diesen schwerwiegenden und dringenden Problemen:(i) der Verbreiterung plasmonischer Resonanzen aufgrund großer optischer Verluste in Metallen [5]; (ii) nicht einstellbare Betriebswellenlänge des EIT-Effekts oder Fano-Resonanzen [35]; (iii) die Herausforderung, starke lokale Verstärkungen des elektrischen Felds zu erreichen (|E _loc |/|E ₀ |> 100) und nahezu perfekte Absorption (> 99%) gleichzeitig [8]; (iv) im Allgemeinen nur Gigahertz-Schaltgeschwindigkeiten von polarisationsselektiven Geräten, die im sichtbaren oder NIR-Bereich arbeiten [1].

In dieser Arbeit schlagen wir unter Verwendung der Finite-Differenzen-Zeitdomäne (FDTD) bzw. der Finite-Elemente-Methode (FEM) eine optisch aktive plasmonische Metaoberfläche basierend auf der Hybridisierung von In-Plane- und Out-of-Plane-Kopplung vor und demonstrieren diese numerisch. In diesem Metaoberflächensystem kann der EIT-ähnliche Effekt durch Brechen der Struktursymmetrie erreicht werden, und die Betriebswellenlänge der EIT-Witwen kann durch Änderung des Brechungsindex der CdO-Schicht abgestimmt werden, die durch Abstimmung des Pumplichts optisch gesteuert werden kann [1]. In diesem EIT-ähnlichen Reflexionsspektrum wird eine plasmonische Resonanz mit hohem Q-Faktor bei einer Wellenlänge von 1550 nm erhalten, die viel höher ist als die von zuvor berichteten Arbeiten [36,37,38,39,40,41,42,43 ]. Insbesondere aufgrund der Polarisationsunabhängigkeit der Metaoberfläche kann diese plasmonische Metaoberfläche, die In-dotiertes Cadmium verwendet, auch als Femtosekunden-Polarisationsschalter für TM-polarisiertes Licht bei 1550 nm fungieren. Durch die Abstimmung des Pumplichts verschieben wir die plasmonischen Resonanzen spektral rot, und die Metaoberfläche erreicht eine große Modulationstiefe der Reflexion des TM-polarisierten Lichts von 0,003 bis 60%, während eine Reflexion von nahezu eins für die TE-polarisierte Welle beibehalten wird. Unseres Wissens ist eine so große Modulationstiefe weitaus höher als die von früher berichteten plasmonischen Schaltersystemen [47,48,49,50,51,52,53,54,55]. Beachten Sie, dass der Femtosekunden-Polarisationsschalter zunächst anhand der plasmonischen Metaoberfläche über die Hybridisierung von In-Plane-Kopplung und Out-of-Plane-Kopplung numerisch demonstriert wird. Gleichzeitig kann diese Metaoberfläche eine nahezu perfekte Absorption von über 99,9 % und eine maximale elektrische Feldverstärkung von 108 gleichzeitig erreichen, und die starke elektrische Verstärkung ist auf einen kreisförmigen Bereich mit einem Durchmesser von nur 3 nm beschränkt, was für Singles sehr vorteilhaft ist Moleküldetektion für viele oberflächenverstärkte Spektroskopien. Außerdem kann diese Metaoberfläche aufgrund der Empfindlichkeit der Brechungsindexänderung und der ultrascharfen plasmonischen Resonanz auch als ein Brechungsindexsensor mit ultrahoher Gütezahl (FOM) arbeiten.

Methoden

Die vorgeschlagene Metaoberfläche ist in Abb. 1a schematisch dargestellt. Abbildung 1b zeigt den Querschnitt einer Elementarzelle der Metaoberfläche mit geometrischen Parametern, die aus zwei Gruppen von Goldbarren und einer Polymerschicht besteht. Jede Gruppe hat zwei Goldbarren, die durch einen Nanoschlitz getrennt sind. Eine Gruppe von Goldbarren wird auf die Polymerschicht gelegt und die andere Gruppe von Goldbarren wurde in die Polymerschicht eingebettet. Das asymmetrische Gold-Nanobarren-Array ist auf dem dicken Goldsubstrat periodisch mit einer Periodizität von P . angeordnet = 1395 nm. Die vorgeschlagene Metaoberfläche wird durch ein normalerweise einfallendes transversal-magnetisches (TM) Licht (die magnetische Komponente senkrecht zum einfallenden Licht) beleuchtet. Um die Zuverlässigkeit und Genauigkeit der simulierten Ergebnisse zu gewährleisten, verwenden wir bei dieser Berechnung FDTD- und FEM-Methoden, um die optischen Eigenschaften bzw. elektromagnetischen Feldverteilungen der vorgeschlagenen Metaoberfläche zu berechnen. Die FEM-Berechnung wird von der kommerziellen Software COMSOL MULTIPHYSICS durchgeführt. Die Periodenrandbedingung wird im x . angewendet Richtung und wir setzen die perfekt angepasste Schicht (PML) auf die Grenze des y Richtung. Die Maschenweite beträgt in beiden x . 0,8 nm und y Richtungen. Die Permittivität von Au wird durch das Drude-Modell beschrieben und der Brechungsindex des Polymers beträgt 1,5 [36, 56, 57]. Der Simulationshintergrund wird in Luft mit n . angenommen _Luft = 1 Die Absorption ist gegeben durch A = 1 − R , aufgrund eines opaken Au-Substrats (T = 0) [58].

a Schematischer Aufbau der vorgeschlagenen Metaoberfläche. b Querschnitt der plasmonischen Metaoberfläche mit den geometrischen Parametern

Ergebnisse und Diskussion

Wie in Abb. 2a gezeigt, berechnen und zeigen wir die Reflexions- und Absorptionsspektren der vorgeschlagenen Metaoberfläche um 1550 nm bei senkrechtem Einfall unter TM-polarisiertem Licht. Für das Absorptionsspektrum gibt es zwei unterschiedliche Absorptionspeaks bei 1550 und 1588 nm mit einer nahezu perfekten Absorptionseffizienz von über 99,9 %. Aus dem in Abb. 2b gezeigten Reflexionsspektrum beobachten wir eine EIT-ähnliche spektrale Reaktion dieser Metaoberfläche in diesem Wellenlängenbereich, und die gleichen Ergebnisse der Reflexionsspektren werden unter Verwendung von FDTD bzw. FEM demonstriert. Das Reflexionsspektrum der vorgeschlagenen Metaoberfläche unter TE-Polarisation (die elektrische Komponente senkrecht zur Einfallsebene) ist auch in Abb. 2b mit einer schwarzen Linie dargestellt, und die Reflexion liegt nahe bei 1, was anzeigt, dass in dieser Metaoberfläche für TE-Polarisation keine Absorption auftritt. Die Polarisationsabhängigkeit dieser Metaoberfläche kann leicht durch das asymmetrische Design der vorgeschlagenen Metaoberfläche erklärt werden. Daher koppelt diese Metaoberfläche effizient für die TM-Polarisation und bleibt für die TE-Polarisation dunkel.

a Absorptions- und Reflexionsspektren der plasmonischen Metaoberfläche in Abb. 1. b Die Reflexionsspektren der in Abb. 1 gezeigten Metaoberfläche, berechnet durch FDTD bzw. FEM. c Die plasmonische Metaoberfläche besteht aus zwei Goldbarren mit unterschiedlichen Abständen vom Goldsubstrat. d Reflexionsspektrum der plasmonischen Metaoberfläche in c . gezeigt

Um das EIT-ähnliche Phänomen der vorgeschlagenen Metaoberfläche in Abb. 2a leicht zu erklären, betrachten wir zunächst eine in Abb. 2c gezeigte relativ einfache Metaoberfläche ohne Nanospalt, die aus zwei Gold-Nanobarren mit unterschiedlichen Abständen vom Goldsubstrat besteht. Das Reflexionsspektrum dieser Metaoberfläche ohne Nanospalt wird berechnet und in Abb. 2d dargestellt. Es entsteht eindeutig eine EIT-ähnliche Spektralantwort mit asymmetrischer Linienform, die auf den Kopplungseffekt zwischen den beiden Goldbarren zurückzuführen sein könnte. Dann wird der Symmetriebrechungsprozess (Abb. 3a-c) der Struktur untersucht, um den zugrunde liegenden Bildungsprozess des EIT-ähnlichen Fensters zu klären. Die Variationen der Reflexionsspektren bei Änderung von ∆d berechnet und in Abb. 3d dargestellt. Für ∆d = 0, gibt es nur einen Reflexionsabfall um 1653 nm im Arbeitswellenband, wie in Abb. 3e gezeigt. Als ∆d zunimmt, bemerken wir, dass die EIT-ähnliche Spektralantwort mit zwei Reflexionseinbrüchen (ω _Links und ω _Richtig ). Wenn ∆d . weiter erhöht wird , die ω _Links Modus kann weiter verbessert werden, und diese berechneten Ergebnisse zeigen, dass die ω _Links Modus kann für den Gold-Nanobarren A sehr relevant sein. Gleichzeitig mit zunehmendem ∆d , die Resonanzwellenlänge von ω _Links Mode eine leichte Rotverschiebung und die Resonanzwellenlänge von ω _Richtig Modus bleibt bei 1653 nm fast unverändert. Durch die obige Analyse kann die Erzeugung von EIT-ähnlichen Phänomenen zur Asymmetrie der Nanostruktur beigetragen werden. Um die plasmonische Resonanz bei 1395 nm in den in Abb. 3d, g gezeigten Reflexionsspektren zu interpretieren, werden die Reflexionsspektren zwischen der entworfenen Metaoberfläche und der metallischen Gitterstruktur verglichen (siehe Einschub von Abb. 3g). Für die metallische Gitterstruktur gibt es auch einen Resonanzeinbruch bei 1395 nm, der aus der Anregung von Oberflächenplasmonenpolariton (SPP) aus zuvor berichteten Studien resultiert [58, 59]. Somit wird die plasmonische Resonanz dieser Metaoberfläche bei 1395 nm durch die Anregung von SPP verursacht.

a –c Der Symmetriebrechungsprozess der plasmonischen Metaoberfläche in Abb. 2c. d Die Reflexionsspektren der plasmonischen Metaoberfläche mit verschiedenen ∆d im Wellenlängenbereich von 1100–1800 nm. e Das Reflexionsspektrum der plasmonischen Metaoberfläche mit ∆d = 0 im Wellenlängenbereich von 1550–1800 nm. f Die Reflexionsspektren der plasmonischen Metaoberfläche mit verschiedenen ∆d im Wellenlängenbereich von 1550–1800 nm. g Die Reflexionsspektren der plasmonischen Metaoberfläche mit verschiedenen ∆d = 92 nm bzw. die Ganzmetallstruktur im Wellenlängenbereich von 1100–1800 nm

Dann untersuchen wir auch jeweils die Reflexionsspektren der Metaoberfläche, die mit filmgekoppelten Nanobarrensystemen nur mit dem Goldnanobarren A und dem Goldnanobarren B konstruiert wurde, wie in Abb. 4a, b gezeigt. Bei separater Anregung mit TM-Einfallslicht wird ein schmalerer Plasmonenmodus (ω _A ) wird in der Metaoberfläche mit Gold-Nanobarren A angeregt und eine breitere Plasmonenmode (ω _B ) wird in der Metaoberfläche mit Gold-Nanobarren B beobachtet. Um den physikalischen Mechanismus hinter diesen beiden Plasmonenmoden deutlicher zu veranschaulichen, berechnen wir jeweils die Magnetfeldverteilungen an diesen beiden Reflexionseinbrüchen, wie in Abb. 4c, d gezeigt. Die roten Pfeile stellen Ströme dar, während die Farbkarte die Stärke des Magnetfelds darstellt. Für die ω _A Modus, der in Fig. 4a gezeigt ist, kann beobachtet werden, dass das Magnetfeld auf die Lücke zwischen dem Goldnanobarren A und dem Goldsubstrat beschränkt ist. Außerdem werden die antiparallelen Ströme an den oberen und unteren inneren metallischen Grenzflächen beobachtet. Daher ist die Plasmonenmode hauptsächlich mit magnetischer Resonanz verbunden, die durch zirkulierende Ströme verursacht wird, und die einfallende Lichtenergie wird durch den ohmschen Verlust von Metall dissipiert, was zu einem Reflexionsabfall in ω . führt _A Modus. Dann für die ω _B Modus in Abb. 4b sind die zirkulierenden Ströme in die entgegengesetzte Richtung zu den Strömen des ω _A Modus, der auch die Magnetresonanz anregen kann. Für das filmgekoppelte Nanobarrensystem mit sowohl Goldnanobarren A als auch Goldnanobarren B kann das Phänomen in Abb. 5a auch als Doppel-Fano-Resonanzen mit zwei Reflexionseinbrüchen (ω _Links und ω _Richtig ) aufgrund der asymmetrischen Linienform [3]. Diese asymmetrische Fano-ähnliche Spektrallinienform und ein EIT-ähnliches Fenster werden aus der destruktiven Interferenz zwischen der schmaleren Plasmonenmode (ω _A ) in Abb. 4a und der breitere Plasmonenmodus (ω _B ) gezeigt in Abb. 4b. Unseres Wissens werden Fano-Resonanzen zuerst in künstlich strukturierten Arrays gleich geformter Resonatoren mit asymmetrischen Positionen beobachtet.

a Reflexionsspektrum der plasmonischen Metaoberfläche mit nur dem Gold-Nanobarren A. b Reflexionsspektrum der plasmonischen Metaoberfläche mit nur dem Gold-Nanobarren B. c Berechnete Magnetfeldverteilungen H der Metaoberfläche bei Resonanzwellenlängen von ω _A Modus. d Berechnete Magnetfeldverteilungen H der Metaoberfläche bei Resonanzwellenlängen von ω _B Modus. (Die Dicke von Gold A und Gold B beträgt 92 nm; die Breite von Gold A und Gold B beträgt 92 nm; die Dicke des Polymers beträgt 110 nm; die Periode beträgt 1395 nm)

a Reflexionsspektrum der plasmonischen Metaoberfläche in Abb. 2. b , c Berechnete Magnetfeldverteilungen H der Metaoberfläche bei Resonanzwellenlängen des ω _Links Modus und ω _Richtig Modus bzw. d , e Berechnete elektrische Feldverteilungen (|E _loc |/|E ₀ |) der Metaoberfläche bei Resonanzwellenlängen des ω _Links Modus undω _Richtig Modus bzw.

Um den physikalischen Mechanismus hinter diesen beiden plasmonischen Resonanzen (ω _Links und ω _Richtig ) in Abb. 4c gezeigt, das magnetische Feld H und das elektrische Feld |E _loc |/|E ₀ | Verteilungen bei den Wellenlängen dieser beiden Resonanzen berechnet und in Abb. 5 dargestellt. Einerseits sind gemäß Abb. 5b, c die Magnetfelder hauptsächlich an der dielektrischen Schicht zwischen den Goldnanobarren und dem Goldsubstrat lokalisiert, was ist das Hauptmerkmal der Kopplung außerhalb der Ebene zwischen den Goldbarren und dem Au-Substrat. Für diese beiden Resonanzen, die bei zwei Absorptionspeaks angeregt werden, werden eindeutig unterschiedliche Feldverteilungen beobachtet. Für die ω _Links Modus ist das Magnetfeld an der Lücke zwischen dem Gold-Nanobarren A und dem Goldsubstrat lokalisiert, was darauf hindeutet, dass das ω _Links -Modus steht in engem Zusammenhang mit der Kopplung außerhalb der Ebene zwischen dem Gold-Nanobarren A und dem Goldsubstrat, die ähnlich, aber nicht gleich dem Magnetfeld des ω . ist _A Modus in Abb. 4c aufgrund der Kopplung zwischen den ω _A Modus und ω _B Modus. Für dieω _Richtig Modus ist das Magnetfeld an der Nanolücke zwischen dem Gold-Nanobarren B und dem Substrat lokalisiert. Daher ist die ω _Richtig Mode wird hauptsächlich zur Kopplung außerhalb der Ebene zwischen dem Goldnanobarren B und dem Goldsubstrat beigetragen. Andererseits werden die elektrischen Felder stark verstärkt und in einem ultrakleinen Bereich an den Rändern der Goldbarren lokalisiert. Abgesehen von den physikalischen Phänomenen der EIT kann diese Metaoberfläche auch als plasmonische Nanoantennen (PNs) behandelt werden, die das im Freiraum einfallende Licht mit der lokalen Feldverstärkung auf den Subwellenlängenbereich beschränken, was eine sehr wichtige und grundlegende Forschung für . ist Nanophotonische Systeme. Hier ist der Faktor |E _loc |/|E ₀ | ist definiert, um die Leistung der lokalen Verstärkung des elektrischen Felds von PNs zu bewerten. Wie in Abb. 5d, e gezeigt, können die lokalen Verstärkungen des elektrischen Felds der Metaoberfläche bis zu 75 erreichen. Obwohl jedoch lokale Verstärkungen des elektrischen Felds unter Verwendung von filmgekoppelten Nanobarrensystemen erreicht werden, gibt es gemäß Fig. 4c immer noch a Es ist ein erheblicher Arbeitsaufwand erforderlich, um eine nahezu perfekte Absorption zu erzielen, was zu einer geringen Modulationstiefe führt. Aus früheren Forschungen [8] wissen wir, dass das Erreichen sowohl einer großen lokalen Verstärkung des elektrischen Felds als auch einer nahezu perfekten Absorption einer Vielzahl von Anwendungen zugute kommt, einschließlich plasmonischer Sensoren, photokatalytischer Wasserspaltung, SERS und SEIRA. Außerdem weist diese Metaoberflächenstruktur eine relativ breitere Linienbreite auf. Da der Q-Faktor der plasmonischen Resonanz als Q = λ/volle Breite beim halben Maximum (FWHM) definiert ist, führt eine breitere Resonanz zu einer niedrigeren plasmonischen Resonanz Q. Daher können die breite FWHM und die geringe Modulationstiefe dieser Resonanzen Anwendungen wie Brechungsindexerfassung, Polarisationsumschaltung und Lichtverlangsamung behindern, bei denen eine scharfe spektrale Reaktion erwünscht ist.

Um gleichzeitig eine starke lokale Verstärkung des elektrischen Felds, eine nahezu perfekte Absorption und eine hohe Q-Faktor-Resonanz zu realisieren, stellen wir hier das Konzept der Hybridisierung von Kopplung von Plasmonen außerhalb der Ebene und Kopplung von Plasmonen in der Ebene in dieser Arbeit vor. Verglichen mit der filmgekoppelten Nanobar-Metaoberfläche basierend auf einer Kopplung außerhalb der Ebene hat diese vorgeschlagene Metaoberfläche in Fig. 1 eindeutig überlegene Absorptionseigenschaften, wie in Fig. 2 gezeigt. Insbesondere beträgt die FWHM der plasmonischen Resonanz bei 1550 nm 7 nm , was zu einem Q-Faktor (Q = λ /FWHM = 1550 nm/7 nm) von 221,43, was viel höher ist als die der zuvor berichteten Arbeiten [36,37,38,39,40,41,42]. Um dann weitere physikalische Einblicke in die Fano-Resonanzen mit hohem Q und die perfekte Absorption zu gewinnen, die von der ursprünglichen Metaoberfläche in Abb. 1 herrühren, zeichnen wir die simulierte magnetische und elektrische Feldverteilung bei Resonanzwellenlängen von 1550 nm (ω ₁ ) und 1588 nm (ω ₂ ), wie in Abb. 6 gezeigt. Das Magnetfeld befindet sich offensichtlich hauptsächlich in der Lücke zwischen dem Goldbarren und dem Goldsubstrat, und ein Teil des Magnetfelds breitet sich zum Nanoschluff zwischen zwei Goldnanobarren aus. Anders als das elektrische Feld, das sich nur aus der Kopplung außerhalb der Ebene ergibt, wie in Abb. 5d, e gezeigt, ist das elektrische Feld dieser vorgeschlagenen Metaoberfläche auch stark innerhalb eines ultrakleinen Bereichs zwischen den beiden Goldbarren gemäß Abb. 6c lokalisiert. d, was die starke Kopplung von lokalisierten Oberflächenplasmonen (LSP) zwischen den beiden Goldnanobarren bedeutet. Abbildung 6c zeigt, dass die maximale Verstärkung des elektrischen Felds bei der Resonanzwellenlänge bis zu 108 erreichen kann, etwa das 1,4-fache im Vergleich zu der einzigen filmgekoppelten Metaoberfläche in Abbildung 5d, die viel höher ist als die der zuvor berichteten Nanoantennen [21 , 60,61.62,63,64,65]. Insbesondere können wir deutlich beobachten, dass der ultrakleine „Hot Spot“, der durch die starke elektrische Verstärkung gekennzeichnet ist, auf einen kreisförmigen Bereich mit einem Durchmesser von nur 3 nm begrenzt ist. Somit wurde gezeigt, dass diese hybridisierten Metaoberflächensysteme gleichzeitig eine überlegene Absorption, eine große lokale elektrische Verstärkung und eine geringe laterale Auflösung aufweisen, die aufgrund ihrer Fähigkeit zur Unterstützung bei der Untersuchung der genauen Eigenschaften einzelner Moleküle für viele oberflächenverstärkte Spektroskopien sehr hilfreich sind sowohl die LSP- als auch die Out-of-Plane-Kopplung.

a , b Berechnete Magnetfeldverteilungen H der Metaoberfläche bei Resonanzwellenlängen von 1550 nm bzw. 1588 nm. c , d Berechnete elektrische Feldverteilungen (|E_loc |/|E ₀ |) der Metaoberfläche bei Resonanzwellenlängen von 1550 bzw. 1588 nm

Aus den Analyseergebnissen in Abb. 2b wissen wir, dass die Metaoberfläche effizient für die TM-Polarisation koppelt und für die TE-Polarisation aufgrund des asymmetrischen Designs, das eine potenzielle Anwendung beim Polarisationsschalter hat, dunkel bleibt. Wenn man bedenkt, dass der Brechungsindex von PVA (Poly(vinylalkohol) mit Änderung der Pumpleistung geändert werden kann [36, 56, 57], kann die Betriebswellenlänge von plasmonischen Resonanzen im Allgemeinen durch Variieren des Brechungsindex der dielektrischen Schicht geändert werden. Dann veranschaulicht Fig. 7a,b, dass die vorgeschlagene Metaoberfläche tatsächlich als Polarisationsschalter arbeiten kann, der auf einem reflektierenden Polarisator basiert, der eine abstimmbare Resonanz für TM-polarisiertes Licht enthält, indem der Brechungsindex von PVA geändert wird . 7b, ohne externen Stimulus wird das TM-polarisierte Licht bei einer Wellenlänge von 1550 nm („Aus“-Zustand) vollständig absorbiert und diese Metaoberfläche kann das TM-polarisierte Licht bei einer Wellenlänge von 1565 nm („Ein“-Zustand) vollständig reflektieren. . Bei einem externen Stimulus wird die Fano-Resonanz für die TM-polarisierte Welle auf 1565 nm (Zustand „Aus“) verschoben, und diese Metaoberfläche wird für TM-polarisiertes Licht bei 1550 nm („Ein“-Zustand) vollständig reflektierend. in Abb. 7b kann diese Metafläche real eine Änderung des Reflexionswerts von 0,009 auf 98 % bei 1550 nm, und eine so große Modulationstiefe ist viel höher als bei zuvor berichteten plasmonischen Schaltersystemen. Andererseits bleibt gemäß Abb. 7b die Reflexion des einfallenden Lichts mit und ohne den externen Stimulus für die TE-Polarisation („Ein“-Zustand) nahe eins. Daher kann diese Metaoberfläche einen Polarisationsschalter für TM-polarisiertes Licht basierend auf einem reflektierenden Polarisator mit einem Extinktionsverhältnis von 11.000 (R _TE /R _TM = 0,99/0,00009 = 11.000) bei 1550 nm. Wir geben auch eine Berechnung über die Wirkung des Polarisationswinkels φ auf den Reflexionsspektren, wie in Abb. 7c gezeigt. Offensichtlich verschlechtert sich die Absorptionsleistung bei den Resonanzwellenlängen mit zunehmendem φ , was dadurch erklärt werden kann, dass das einfallende elektrische Feld E in TE- und TM-polarisiertes Licht zerlegt werden kann und das TE-polarisierte Licht reflektiert wird. Basierend auf den berechneten Ergebnissen in Fig. 7c sind die projizierten Ausgangspolarisationen der Metaoberfläche mit und ohne Pumpe bei 1550 und 1588 nm in Fig. 7d aufgetragen.

a Schematischer Aufbau der vorgeschlagenen Metaoberfläche mit Pumplicht. b Die Reflexionsspektren der vorgeschlagenen Metaoberfläche mit TM- und TE-polarisiertem Auflicht, mit und ohne Pumplicht. c Die Reflexionsspektren der vorgeschlagenen Metaoberfläche mit verschiedenen Polarisationswinkeln. d Die projizierten Ausgangspolarisationen der Metaoberfläche mit und ohne Pumpe bei 1550 und 1588 nm

Indotiertes CdO ist eine Art optisch abstimmbares plasmonisches Material, und der Femtosekunden-Polarisationsschalter, der bei 2,8 μm auf der Grundlage des photoangeregten CdO-Films arbeitet, wurde in der neueren Literatur experimentell nachgewiesen [1]. Um die einstellbare Kapazität unserer EIT-Struktur weiter zu verbessern, untersuchen wir die optischen Eigenschaften der vorgeschlagenen Metaoberfläche mit CdO [1]. Die schematische Struktur der CdO-basierten Metaoberfläche mit geometrischen Parametern ist in Abb. 8a dargestellt. Der Brechungsindex von MgO bzw. CdO wird den Literaturstellen [1, 66] entnommen. Gemäß Abb. 8b zeigen wir die Reflexionsspektren mit und ohne Pumpe um 1568 nm. Im statischen "Ein"-Zustand ist die vorgeschlagene Metaoberfläche ein Polarisator, der die TE-polarisierte Welle reflektiert und die TM-polarisierte Welle bei der Wellenlänge 1568 nm vollständig absorbiert. Im statischen „Aus“-Zustand wird die vorgeschlagene Metaoberfläche sowohl für die TM- als auch für die TE-Polarisation bei 1568 nm reflektierend, und die Resonanz für die TM-polarisierte Welle wird aufgrund der Brechungsindexänderung von In-dotiertem CdO um an . auf 1581 nm verschoben äußerer Reiz. Insbesondere kann dieser reflektierende Polarisator aufgrund des extrem niedrigen R . ein enormes Extinktionsverhältnis bei 1568 nm für TM-polarisiertes Licht erreichen _min in Abb. 8b gezeigt. Das enorme Extinktionsverhältnis der CdO-basierten Metaoberfläche macht sie zu einer guten Plattform für die aktive Polarisationskontrolle. Beachten Sie, dass der Brechungsindex des CdO durch Ändern der Pumpleistung abgestimmt werden kann, wodurch auch eine aktive Steuerung der Betriebswellenlänge des EIT-ähnlichen Effekts realisiert werden kann. Außerdem können wir feststellen, dass das Pumplicht keinen Einfluss auf die anderen Materialien (einschließlich Gold, MgO) hat, was durch Experimente in diesen Literaturstellen nachgewiesen wurde [1, 36, 56, 57].

a 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].

a 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

Schlussfolgerungen

In this work, a novel optically tunable hybridized metasurface is proposed and exploited to generate the EIT-like phenomena around 1550 nm, which hybridizes the in-plane near-field coupling between gold nanobars and the out-of-plane near-field between gold nanobars and substrate. For the traditional design of EIT-like metamaterials, two different shaped resonators, in planar or vertical arrangement, are working as bright mode and dark mode respectively, which can induce EIT effect by bright-dark mode coupling. However, in this structure, the two individual bright modes mainly result from the two same shaped resonators with different positions, which is neither a planar structure nor a vertical structure. The resulting two fundamental plasmon modes of the hybridized system are also investigated in detail. By introducing indium-doped CdO, the operating wavelength of the EIT-like phenomenon can be tuned optically. At the same time, this metasurface is firstly demonstrated to be a femtosecond polarization switch for TM-polarized light at 1550 nm, which can realize an extinction ratio (R _TE /R _TM ) much higher than that of previously reported polarization switches. Besides, operating as plasmonic nanoantennas, this metasurface also achieves a strong local field enhancement (|E _loc |/|E ₀ |> 100) and a near-perfect absorption (> 99%) simultaneously. Owing to these above advantages, this proposed metasurface is a promising candidate for femtosecond polarization switching, plasmonic nanoantennas, and high FOM refractive index sensor.

Abkürzungen

EIT:

Electromagnetically induced transparency

FDTD:

Finite difference time domain

FE:

Field enhancement

FEM:

Finite-Elemente-Methode

FOM:

Figure of merit

FWHM:

Volle Breite auf halbem Maximum

PML:

Perfectly matched layer

SEIRA:

Surface-enhanced infrared absorption

SERS:

Surface-enhanced Raman scattering