Experimentelle Demonstration elektromagnetisch induzierter Transparenz in einem leitend gekoppelten flexiblen Metamaterial mit billiger Aluminiumfolie

Einführung

Metamaterialien [1, 2] sind künstlich hergestellte Komposite mit Subwellenlängenstrukturen. Ihre physikalischen Eigenschaften, wie Dielektrizitätskonstante, Permeabilität und Leitfähigkeit, können durch Veränderung der Struktur und Größe des periodischen Gitters beliebig gestaltet werden. Daher lassen sich viele interessante Phänomene durch die Anpassung der Geometrie der Elementarzellen mit einem immensen Anwendungspotenzial realisieren wie Metalenses und verwandte Wellenfrontregulation in Metaoberflächen [3,4,5,6,7,8], Medien mit negativem Index [9, 10], Polarisatoren [11, 12], Metamaterial-Absorber [13,14,15] und rekonfigurierbare Metageräte [16]. Die Kombination von Metamaterialien und zweidimensionalen Materialien erweitert den Forschungsumfang weiter [17,18,19]. Unter ihnen ist das Analogon der elektromagnetisch induzierten Transparenz (EIT), das Metamaterialien aufweisen, ein Forschungs-Hotspot.

EIT [20] ist ein quantenmechanisches Phänomen, das ursprünglich in atomaren oder molekularen Systemen beobachtet wurde und auf destruktiver Interferenz zwischen Übergängen basiert, die von zwei Laserstrahlen angetrieben werden. EIT macht ein hochopakes Medium aufgrund der fehlenden Absorption, die heute in Wellenleiterstrukturen realisiert wird, über einen schmalen Spektralbereich transparent [21, 22]. Andererseits wird das Analogon der EIT auch in Metamaterialien beobachtet, gekennzeichnet durch einen relativ schmalen transparenten Peak in einem breiten undurchsichtigen Bereich im Spektrum. In Metamaterialien können aufgrund der Wechselwirkung zwischen den periodischen Strukturen und dem einfallenden elektromagnetischen Feld verschiedene Resonanzen auftreten. Darüber hinaus verursacht die destruktive Interferenz zwischen den verschiedenen Resonanzen EIT-ähnliche Phänomene in Metamaterialien. Viele Forscher beschäftigen sich jetzt mit diesem Thema, und es wurden verschiedene Strukturen vorgeschlagen, um dieses Phänomen zu realisieren. Der derzeit übliche EIT-Bildungsmechanismus basiert auf der destruktiven Interferenz zwischen „Bright Modes“ und „Dark Modes“. Zum Beispiel unterdrückt die induktiv-kapazitive (LC) Schwingung in metallischen Split-Ring-Resonatoren (SRRs) die lokalisierte Oberflächenplasmonen-(LSP)-Resonanz in metallischen Stäben [23,24,25,26]; Quadrupol-Unterdrückungsdipol, wobei Metamaterialien mit stabförmigen Resonatoren [27, 28, 29, 30] oder stabförmigen Rillen [31, 32] in verschiedenen Richtungen kombiniert sind; die magnetische Resonanz in einem dielektrischen Block oder einem dielektrischen Ringresonator unterdrückt die elektrische Resonanz in einem dielektrischen Stabresonator [33,34,35]. Die destruktive Interferenz zwischen einem hellen Modus mit einem niedrigeren Qualitätsfaktor (Q-Faktor) und einem hellen Modus mit einem höheren Q-Faktor (auch als quasi-dunkler Modus bekannt) induziert auch ein Analogon der EIT in Metamaterialien [36]. Beispielsweise unterdrücken LC-Resonanzen mit einem höheren Q-Faktor in SRRs die LSP-Resonanzen mit einem niedrigeren Q-Faktor in metallischen Ringresonatoren [37,38,39]; ein Leitmodus mit einem höheren Q-Faktor in einer Wellenleiterschicht unterdrückt die Resonanzen in einer periodischen Struktur über der Wellenleiterschicht [40,41,42]. Einige Wissenschaftler haben kontrollierbare Substanzen in das Design integriert, um eine rein optische Abstimmung der EIT [43, 44] oder eine aktive elektronische Steuerung der EIT [45, 46] zu realisieren. Bei den meisten Designs, insbesondere bei metallischen Metamaterialien, werden Antennen mit unterschiedlichen Moden immer getrennt; sie interagieren miteinander durch Nahfeldkopplung.

Ein Metall hat eine hohe elektrische Leitfähigkeit im Terahertz-Band. Darüber hinaus wird eine metallische Metamaterialstruktur bei Anregung der Resonanz Oberflächenplasmonen ausgesetzt und gleichzeitig ein Oberflächenleitungsstrom induziert, der eine leitende Kopplung ermöglicht [47,48,49]. Hier schlagen wir ein Design vor, bei dem verschiedene Resonatoren über Oberflächenströme interagieren. Wir schlagen ein leitfähig gekoppeltes metallisches Terahertz-Metamaterial vor, bei dem die Bright- und Dark-Mode-Antennen in Form einer gabelförmigen Struktur verbunden sind, um ein Analogon der EIT zu realisieren.

Methoden/Experimental

Abbildung 1 zeigt das Design des vorgeschlagenen leitfähig gekoppelten Terahertz-Metamaterials. Die Struktur ist ein gabelförmiges periodisches Array, das durch die Verbindung von Aluminiumstab-Resonatoren und Aluminium-SRRs gebildet wird.

Schema des konduktiv gekoppelten Terahertz-EIT-Metamaterials

Die Perioden der Elementarzellen sind in beiden x . gleich und y Richtungen; P _x =P _y =150 μm. Die Länge des Quadrats SRR beträgt a =45 µm. Die Lücke zwischen den beiden SRRs beträgt S =30 μm. Der Spaltabstand des SRR beträgt g =10 µm. Die Länge der Aluminiumstange beträgt L =65 µm. Die Linienbreite der Aluminiumstreifen und SRRs beträgt w =8 μm. Das Substrat besteht aus Polyethylenterephthalat (PET). Für alle Simulationen wurden entsprechende Vollwellensimulationen mit CST Microwave Studios durchgeführt (als Metall wurde Aluminium mit einer Leitfähigkeit von 3,56 × 10 ⁷ . ausgewählt S/m und die Permittivität des PET-Substrats beträgt 3,2). Die Dicke der Aluminiumstruktur wurde in der Simulation auf 150 nm eingestellt. Wir haben angenommen, dass das einfallende Licht eine ebene Welle ist, die sich in die entgegengesetzte Richtung des z . ausbreitet -Achse. Die elektrischen und magnetischen Felder des einfallenden Lichts sind entlang des y . polarisiert - und x -Achsen bzw.

Für das Experiment haben wir als Rohmaterial den gekauften Verbund einer PET-Aluminium-Folie verwendet. Diese Art von handelsüblicher Aluminiumfolie ist sehr billig und wird oft in üblichen Lebensmittelverpackungen verwendet. Bei der Herstellung wurden Lithographie (Laserdirektschreiben) und Nassätzverfahren eingesetzt. Im Vergleich zu herkömmlichen Mikro-/Nanofabrikationstechnologien bietet die Laserdirektschreibtechnik mehrere deutliche Vorteile, wie eine gestaltbare Verarbeitung ohne Verwendung von Masken, eine einfache Integration mit bestimmten Geräten und die Möglichkeit der 3D-Strukturierungsfähigkeit [50]. Da das PET-Substrat aufgrund seiner Dicke von ca. 20 µm sehr weich ist, haben wir zunächst etwas flüchtige Flüssigkeit auf ein ebenes und sauberes Quarzsubstrat gegeben, dann den PET-Aluminium-Folienverbund auf dem Quarzsubstrat flachgedrückt und die Luft zwischen den Kompositen abgelassen Material und das Quarzsubstrat. Nachdem die Flüssigkeit verdampft ist, haftet der flache Verbundstoff fest an der Oberfläche des Quarzsubstrats; dies ist praktisch für die nachfolgenden Spin-on-Photoresist- und Photolithographie-Prozesse.

Nach der Herstellung des Metamaterials wurde es für die folgenden Tests vorsichtig vom Quarzsubstrat entfernt. Anschließend wurde Terahertz-Zeitbereichsspektroskopie (THz-TDS) verwendet, um die komplexen Transmissionskoeffizienten der Proben bei senkrechtem Einfall für y . zu messen -Polarisationseinfall. Das flexible Material, das in Fig. 2 gezeigt ist, ist die hergestellte Metamaterialprobe, in der der scheinbar transparente Zwischenabschnitt ein 60 × 80 periodisches Array ist. Das mikroskopische Bild der hergestellten leitfähig gekoppelten Struktur ist ebenfalls im Einschub zu sehen. Das obige Verfahren bietet eine Referenz zum Herstellen von Mikrostrukturen auf einem flexiblen Material, um eine flexible Vorrichtung zu realisieren.

Hergestellte Probe des leitfähig gekoppelten Terahertz-EIT-Metamaterials. Das mikroskopische Bild der hergestellten leitfähig gekoppelten Struktur ist im Einschub gezeigt

Ergebnisse und Diskussion

Abbildung 3 zeigt die simulierten und gemessenen Frequenzspektren des leitfähig gekoppelten metallischen Terahertz-Metamaterials, dargestellt durch eine schwarze durchgezogene Linie bzw. eine blaue gestrichelte Linie. Daneben ist eine mikroskopische Aufnahme der Struktur zu sehen. Die gemessene Kurve und das Simulationsergebnis stimmen gut überein. Das hergestellte Metamaterial weist einen Transmissionspeak bei ungefähr 0,76 THz auf. Der gemessene EIT-Peak liegt im Bereich von ca. 0,15–0,45, was niedriger ist als der aus der Simulation ermittelte (0,7). Entsprechend dem Verhältnis der Mittenfrequenz des Sendepeaks zur Halbwertsbreite (FWHM) beträgt der Q-Faktor des simulierten Spektrums 17,5, was im experimentellen Ergebnis aufgrund des Verlusts und der Messgenauigkeit auf etwa 12 absinkt. Um andererseits das leitfähig gekoppelte Terahertz-Metamaterial mit herkömmlichen Strukturen zu vergleichen, bei denen der metallische Stabresonator und metallische SRRs über Nahfeldkopplung interagieren, haben wir eine Probe hergestellt und getestet, bei der der Stabresonator von den SRRs getrennt ist. Abbildung 3 zeigt auch die simulierten und gemessenen Frequenzspektren der konventionellen Struktur, dargestellt durch eine rote durchgezogene Linie bzw. eine rosa gepunktete Linie. Bei der herkömmlichen getrennten Struktur treten weder EIT-Phänomen noch Resonanz im Frequenzbereich von 0,5–1 THz auf. Im Vergleich dazu stellen wir fest, dass sich der Mechanismus unseres leitfähigen EIT-Metamaterials von dem der herkömmlichen getrennten Struktur unterscheidet.

Simulierte und gemessene Spektren des leitfähig gekoppelten Terahertz-Metamaterials und denen des herkömmlichen, bei dem der Stabresonator von den SRRs getrennt ist. Daneben werden auch die mikroskopischen Bilder der entsprechenden Strukturen angezeigt

Obwohl die experimentellen Ergebnisse größtenteils mit den Simulationsergebnissen übereinstimmen, gibt es einige geringfügige Unterschiede. Wir haben die Auswirkungen verschiedener Parameter auf die Ergebnisse analysiert und simuliert, wie in Abb. 4 gezeigt.

Simulierte Spektren des leitfähig gekoppelten Terahertz-Metamaterials mit verschiedenen Strukturparametern von a Leitfähigkeit von Aluminium; b die Linienbreite der Aluminiumstreifen und SRRs; c die Länge des Quadrats SRR; d die Länge der Aluminiumstange

Zuallererst besteht die Metamaterialstruktur aus Aluminium. Es ist bekannt, dass die Metall-Aluminium-Oberfläche dazu neigt, einen dichten Oxidfilm zu bilden, was zu einer Verringerung der Leitfähigkeit der Struktur führt und die leitende Kopplungswirkung der Struktur schwächt. Der Einfluss der Leitfähigkeit auf das Metamaterial-EIT-Phänomen ist in Abb. 4a gezeigt. Mit abnehmender Leitfähigkeit (von 3,56 × 10 ⁷ S/m bis 3,56 × 10 ⁵ S/m) nimmt die EIT-Amplitude deutlich ab und die Frequenz verschiebt sich leicht von 0,76 auf 0,72 THz. Darüber hinaus wurde auch die Größe der hergestellten Metamaterialien mit einem Mikroskop gemessen. Es wurde festgestellt, dass es einige Unterschiede zwischen der Größe der hergestellten Struktur und der Parametereinstellung im Simulationsprozess gibt. Hier listen wir einige offensichtliche Unterschiede auf:die Linienbreite der Aluminiumstreifen und SRRs, w , (6,5~7,5 µm) ist dünner als der vorgesehene Wert (8 µm) und die Länge des quadratischen SRR, a , (43~41 µm) ist kleiner als der vorgesehene Wert (45 µm), die Länge der Aluminiumstange, L , (61~62 µm) ist kürzer als der vorgesehene Wert (65 µm). Die Einflüsse von w , a , und L auf den EIT-Effekt sind in Fig. 4b bzw. c gezeigt. Wie in Abb. 4b gezeigt, als w abnimmt, nimmt die Häufigkeit des EIT-Phänomens ab. Da der Parameter w betrifft sowohl die SSRs als auch die Metallstabstruktur, bewirkt die Änderung dieses Parameters eine Verschiebung der Absorptionsfrequenz und der Sendefrequenz des EIT. Während in Abb. 4c, d als a und L abnehmen, erscheinen der Transmissionspeak und der Absorptionsbereich des EIT-Phänomens jeweils blau verschoben, d. h. die Frequenz nimmt zu. Die Kombination all dieser Unterschiede in Experiment und Simulation führte letztendlich zum Unterschied zwischen dem tatsächlich gemessenen Spektrum und dem simulierten Spektrum. Darüber hinaus kann aus der durch die Parametervariation in Abb. 4 verursachten Frequenzverschiebung des Absorptionsbereichs und des Transmissionspeaks auch geschlossen werden, dass die Bright- und Dark-Mode-Antennen zwar in die Struktur integriert sind, aber auch strenge Anforderungen an die Größe beider Antennen, um diese beiden Frequenzen der Moden aneinander anzupassen.

Um den EIT-bildenden Mechanismus des leitfähigen Metamaterials weiter zu analysieren, simulierten wir einen Oberflächenstrom und eine elektrische Feldverteilung bei der EIT-Spitzenfrequenz (0,76 THz) und bei den Transmissionseinbrüchen (0,71 und 0,81 THz), wie links gezeigt und rechten Seiten von Fig. 5, bzw.. Wie in Fig. 5a gezeigt, fließt der Oberflächenstrom vom äußeren Metallarm der SRRs zum Stabresonator. Dies stimmt mit der Polarisationsrichtung des einfallenden elektrischen Felds überein, d. h. von einem Ende zum anderen entlang der y -Achse mit hin- und herschwingender Schwingung, die eine typische LSP-Resonanz aufweist.

Oberflächenstrom bei verschiedenen Frequenzen:a EIT-Spitzenfrequenz, b Sendeeinbruch mit niedrigerer Frequenz, c Übertragungseinbruch mit höherer Frequenz. Elektrische Feldverteilung bei verschiedenen Frequenzen:d EIT-Spitzenfrequenz, e Verteilung des elektrischen Feldes an der Transmissionssenke mit niedrigerer Frequenz. f Verteilung des elektrischen Feldes am Transmissions-Dip mit höherer Frequenz

Abbildung 5b zeigt die Oberflächenstromverteilung bei der EIT-Frequenz (0,76 THz). Der Wirbeloberflächenstrom konzentriert sich hauptsächlich auf die SRRs, was auf eine grundlegende LC-Resonanz und LSP-Resonanzunterdrückung hindeutet. Was den zweiten Übertragungseinbruch bei einer höheren Frequenz (0,81 THz) betrifft, so verläuft die Oberflächenstromverteilung von einem Ende zum anderen Ende entlang des y -Achsenrichtung, die eine LSP-Resonanz anzeigt, wie in Fig. 5c gezeigt. Der Oberflächenstrom fließt jedoch durch den inneren metallischen Arm der SRRs. Im Vergleich zu dem in Fig. 5a gezeigten Pfad ist der in Fig. 5c gezeigte Leitungspfad des Oberflächenstroms kürzer, was einer kürzeren Resonanzwellenlänge und einer höheren Resonanzfrequenz entspricht. Die Abbildungen 5e, d und f zeigen die Verteilungen des elektrischen Felds bei den Frequenzen des EIT-Übertragungspeaks und zweier Übertragungseinbrüche neben dem EIT-Peak. In Fig. 5e konzentriert sich die elektrische Feldenergie hauptsächlich an den Lücken der SRRs, wohingegen in Fig. 5d und f die elektrische Feldenergie hauptsächlich an den beiden Enden der Struktur konzentriert ist. Diese Phänomene entsprechen ihren jeweiligen Oberflächenstromverteilungen.

Tatsächlich lässt sich die Entstehung dieser LC-Resonanz (Dunkelmode) auch aus der Kenntnis der Schaltung erklären. Wenn die LSP-Resonanz (heller Modus) angeregt wird, schwingt der Oberflächenstrom entlang des y . hin und her -Achse. Wenn der Strom zu dem Punkt fließt, der den Stabresonator und die SRRs verbindet, gibt es eine Verzweigung im Leitungspfad. Der Strom fließt vom Übergang zu den geteilten Lücken der SRRs durch zwei leitfähige Pfade. Einer der Pfade verläuft entlang des metallischen Arms außerhalb der SRRs, im Einklang mit der in Fig. 5a gezeigten Flussrichtung des Oberflächenstroms. Der andere erfolgt über den metallischen Arm innerhalb der SRRs, wie in Abb. 5c gezeigt. Hier kann dieses Phänomen mit dem Vorgang des Ladens und Entladens der Schlitze der SRRs analogisiert werden. Tatsächlich gibt es bereits Literatur, die den gekoppelten Resonator von metallischen Stab und SRRs als RLC-Schaltung modelliert [23], und das Konzept der „LC-Resonanz“ wird seit vielen Jahren verwendet [45, 51]. Der Schlitz des metallischen SRR kann als Kondensator angesehen werden. Wenn der Oberflächenstrom über den Metallarm geleitet wird, besteht, obwohl die Leitfähigkeit des Metalls hoch ist, immer noch ein gewisser Widerstand. Darüber hinaus gibt es unter der hochfrequenten Schwingung elektromagnetischer Wellen ein gewisses Hindernis für die Hochgeschwindigkeitsänderung des Oberflächenstroms. Das heißt, es gibt eine Induktivität. Der Widerstand und die Induktivität des Metallarms sind proportional zur Länge des Metallarms. Wenn die beiden Pfade auf der Außenseite und der Innenseite nach der Verzweigung asymmetrisch sind, wie in Abb. 6a gezeigt, R ₁ kleiner ist als die Summe von R ₂ und R ₃ , und L ₁ kleiner ist als die Summe von L ₂ und L ₃ . Wenn also C ₁ geladen und entladen wird, sind die Geschwindigkeiten auf zwei Pfaden immer unterschiedlich, was zu einer Potenzialdifferenz am Split-Gap der SRRs führt. Dies ist äquivalent zu einer zusätzlichen elektrischen Erregung, die an den Spaltspalten der SRRs angelegt wird, und ist auch einer externen elektromagnetischen Feldanregung ähnlich, die an die SRRs angelegt wird, wobei ein elektrisches Feld entlang des Spaltspalts polarisiert ist. Es ist allgemein bekannt, dass die LC-Resonanzmode in einem SRR angeregt wird, wenn das einfallende elektrische Feld entlang der Spaltlücke polarisiert wird.

Elektrische Schaltung, die die Reaktion des leitfähig gekoppelten Terahertz-Metamaterials modelliert, in dem sich die Übergänge befinden a auf einer Seite der vertikalen Mittellinie der SRRs; b auf der vertikalen Mittellinie der SRRs

Wenn jedoch die Punkte, die den Stabresonator und die SRRs verbinden, auf der vertikalen Mittellinie der SRRs liegen, wie in Fig. 6b gezeigt, sind die beiden Pfade auf der Außenseite und der Innenseite nach der Verzweigung symmetrisch. In diesem Fall R ₁ ’ =R ₃ ’, L ₁ ’ =L ₃ ’. Daher ist die Lade- und Entladegeschwindigkeit entlang der beiden Pfade immer gleich und es gibt keine Potenzialdifferenz.

Um die obige Vermutung zu bestätigen, haben wir ein weiteres Metamaterial entworfen und hergestellt, bei dem sich die Punkte, die den Stabresonator und die SRRs verbinden, auf der vertikalen Mittellinie der SRRs befinden. Somit kann die Länge der beiden Leitungspfade, d. h. die Ströme, die entlang des Metallarms außerhalb oder innerhalb der SRRs fließen, gleich sein. Abbildung 7a zeigt die simulierten und gemessenen Spektren dieses Metamaterials. Daneben wird eine mikroskopische Aufnahme der Struktur eingefügt. Sowohl die simulierten als auch die experimentellen Ergebnisse zeigen, dass es nur in diesem Frequenzbereich Resonanz gibt. Obwohl die experimentell gemessene Resonanzfrequenz (ca. 0,85 THz) eine gewisse Abweichung von der simulierten Resonanzfrequenz (ca. 0,87 THz) aufweist, die hauptsächlich auf experimentelle Fehler zurückzuführen ist, stimmen die gemessene Kurve und das Simulationsergebnis gut überein. 7b zeigt die Oberflächenstromverteilung, wenn die Resonanz dieser Struktur induziert wird, was eine typische LSP-Resonanz zeigt. Da die Abstände der beiden Leitungspfade gleich sind, ist auch der Betrag der Potentialreduzierung durch die beiden Pfade gleich; an den geteilten Lücken wird keine Potentialdifferenz erzeugt; daher können die LC-Resonanz und das Analogon des EIT-Phänomens nicht gebildet werden.

a Simulierte und gemessene Spektren des leitfähig gekoppelten Terahertz-Metamaterials, bei dem sich die Übergänge auf der vertikalen Mittellinie der SRRs befinden. b Oberflächenströme der entsprechenden Resonanzen

Die Frequenz dieser LSP-Resonanz (0,87 THz) ist höher als die der vorherigen Struktur. Dies liegt daran, dass in der Stromstruktur der Oberflächenstrom durch zwei Leitungspfade fließen kann. Dies entspricht einer Parallelschaltung, bei der der Widerstand und die Induktivität kleiner sind als jeder der Zweige. Dies ist der gleiche Effekt wie beim Durchlaufen eines kürzeren Leitungsweges. Der Leitungsweg wird kürzer, die Resonanzwellenlänge wird kleiner und die Resonanzfrequenz wird höher.

Wir haben auch den Einfluss der Asymmetrie der beiden Leitungspfade auf das EIT-Phänomen simuliert; die Ergebnisse sind in 8 gezeigt. Wenn sich der Punkt, der den Stabresonator und die SRRs verbindet, nach oben bewegt, wie in 8a gezeigt; die Amplitude des Transmissionspeaks nimmt entsprechend zu.

Simulierte Spektren des konduktiv gekoppelten Terahertz-EIT-Metamaterials a wenn sich der Punkt, der den Stabresonator und die SRRs verbindet, nach oben bewegt, b wenn die Verbindungsstange in der Mitte gebogen ist, c wenn sich der Punkt, der den Stabresonator und die SRRs verbindet, nach außen bewegt

In Fig. 8b wird die Frequenz des Absorptionsbereichs des EIT mit zunehmendem Biegewinkel höher, wenn der Verbindungsstab in der Mitte gebogen wird, was die Bewegung des Verbindungspunkts nach außen vorbereiten soll. Wenn der Biegewinkel zunimmt, werden mehr Teile des Leitungspfades parallel geschaltet, d. h. der Leitungspfad wird breiter, was der gleiche Effekt ist, wenn ein kürzerer Leitungspfad passiert wird. Der Leitungsweg wird kürzer, die Resonanzwellenlänge wird kleiner und die Resonanzfrequenz wird höher. Dies erklärt auch, warum die Resonanzfrequenz in Fig. 7 höher ist als in Fig. 3. In Fig. 8c nimmt die Asymmetrie ab, wenn sich der Verbindungspunkt nach außen bewegt, die Lade- und Entladegeschwindigkeiten der C ₁ Entlang der beiden Pfade sind sie in der Regel gleich; die Potentialdifferenz wird kleiner und die Intensität des Dunkelmodus wird allmählich schwächer, was zu einer Abnahme des Transmissionspeaks von EIT führt. Dies spiegelt auch wider, dass der EIT-Effekt umso stärker ist, je größer die Differenz zwischen den beiden Pfaden entlang des SSR nach der Gabelung vom Verbindungspunkt ist.

Wir haben auch die leitfähige Metamaterial-EIT-Struktur getrennt und separat untersucht. Abbildung 9 zeigt die simulierten und gemessenen Spektren der verschiedenen Komponenten der Struktur. Wie in Abb. 9a gezeigt, erzeugt die kombinierte Struktur des Metallstabs und des äußeren Teils der SRRs eine signifikante Resonanz bei 0,72 THz, wenn sie durch ein elektrisches Feld angeregt wird, das entlang der y . polarisiert ist -Achse. 9d zeigt die Oberflächenstromverteilung, wenn die Resonanz dieser Struktur induziert wird; dies ähnelt der in Abb. 5a gezeigten Verteilung.

Simulierte und gemessene Spektren verschiedener Komponenten des konduktiv gekoppelten Terahertz-EIT-Metamaterials:a die kombinierte Struktur der Metallstange und des äußeren Teils der SRRs, b SRR-Kombination, c die kombinierte Struktur der Metallstange und des inneren Teils der SRRs; In die entsprechenden Spektren werden auch die mikroskopischen Bilder der gefertigten Bauteile eingefügt; d-f Oberflächenströme der entsprechenden Resonanzen in a-c

Obwohl die Richtung unterschiedlich ist, wird der Gesamttrend des Oberflächenstroms als gleich angesehen, da das einfallende elektromagnetische Feld hin und her schwingt. Abbildung 9b zeigt die Spektren der SRR-Kombination unter Auflichtanregung mit unterschiedlicher Polarisation. Wenn das elektrische Feld senkrecht zur Richtung des Split Gap polarisiert ist, tritt im Bereich von 0,5–1 THz keine Resonanz auf und die Transmission bleibt auf hohem Niveau. Wenn das elektrische Feld parallel zu den Lücken der SRRs polarisiert ist, wird eine Resonanz bei 0,78 THz erzeugt. Abbildung 9e zeigt die Oberflächenstromverteilung, wenn diese Resonanz angeregt wird. Der Oberflächenstrom zirkuliert auf der Oberfläche der SRRs hin und her, ähnlich der in Abb. 5b gezeigten Verteilung. Allerdings ist die Strömungsrichtung der beiden Wirbeloberflächenströmungen in Abb. 5b spiegelsymmetrisch zum y -Achse, während die Wirbeloberflächenströmungen in Abb. 5e in die gleiche Richtung verlaufen. Dies liegt daran, dass in 9e die Resonanzen der beiden SRRs durch das gleiche elektrische Feld induziert werden. Daher ist die Richtung der Wirbeloberflächenströmung gleich. In Abb. 5b sind jedoch sowohl die Struktur des vorgeschlagenen Metamaterials als auch die Richtungen der Potentialdifferenz, die an den Spaltlücken der beiden SRRs erzeugt wird, spiegelsymmetrisch zu y -Achse, wodurch der angeregte Oberflächenstrom spiegelsymmetrisch zu y -Achse auch. Der Unterschied in den Frequenzen (0,76 THz vs. 0,78 THz) ist darauf zurückzuführen, dass der Wirbeloberflächenstrom im leitfähigen Metamaterial nicht nur in den SRRs streng verteilt ist und die Dehnung im Leitungsweg zu einer Erhöhung der . führt Resonanzwellenlänge, wodurch die Frequenz des EIT-Peaks (0,76 THz) etwas niedriger ist als die LC-Resonanzfrequenz der SRR-Kombination (0,78 THz). Wie in Abb. 9c gezeigt, erzeugt die kombinierte Struktur des Metallstabs und des inneren Teils der SRRs eine signifikante Resonanz bei 0,79 THz unter einem entlang des y . angeregten elektrischen Feld -Achse. 9f zeigt die Oberflächenstromverteilung, wenn die Resonanz dieser Struktur induziert wird, was eine typische LSP-Resonanz zeigt. Die Resonanzen der oben genannten Komponenten entsprechen den Bedingungen des Niederfrequenz-Übertragungseinbruchs, des EIT-Übertragungspeaks bzw. des Hochfrequenzeinbruchs.

Schlussfolgerung

Zusammenfassend haben wir ein leitfähig gekoppeltes metallisches Terahertz-EIT-Metamaterial vorgeschlagen, bei dem die Hell- und Dunkelmoden-Antennen in Form einer gabelförmigen Struktur verbunden sind. Zur Herstellung unserer Metamaterialien wird Aluminiumfolie verwendet, die sehr billig ist und oft in Lebensmittelverpackungen verwendet wird. Numerische und experimentelle Analysen wurden durchgeführt, um seinen Mechanismus zu analysieren. Der Oberflächenstrom aufgrund der LSP-Resonanz (Bright Mode) fließt auf verschiedenen Wegen. Aufgrund der Asymmetrie des Verbindungspunktes in Bezug auf die Schlitzlücke des SRR wird an den Lücken der SRRs eine Potentialdifferenz erzeugt. Dies entspricht einer externen elektromagnetischen Feldanregung, wobei das elektrische Feld entlang des Spaltspalts polarisiert ist. Somit wird eine LC-Resonanz (Dunkelmode) induziert und die Hellmode wird unterdrückt, was zu EIT führt. Die vorgeschlagene Struktur interagiert über oberflächenleitende Ströme. Dies kann neue Ideen für das strukturelle Design von EIT-Metamaterialien liefern. Darüber hinaus kann der Prozess der Herstellung von Mikrostrukturen auf flexiblen Substraten eine Referenz für die zukünftige Herstellung flexibler Mikrostrukturen sein.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle Daten sind uneingeschränkt verfügbar.

Abkürzungen

EIT:

Elektromagnetisch induzierte Transparenz

LC:

induktiv-kapazitiv

SRRs:

Split-Ring-Resonatoren

LSP:

Lokalisiertes Oberflächenplasmon

Q-Faktor:

Qualitätsfaktor

PET:

Polyethylenterephthalat

THz-TDS:

Terahertz-Zeitbereichsspektroskopie