Plasmonischer chiraler Metaoberflächen-Absorber basierend auf einer zweischichtigen, vierfach verdrillten Halbkreis-Nanostruktur bei optischer Frequenz

Einführung

Chiralität bleibt als allgegenwärtiges Phänomen, das sich auf eine geometrische Eigenschaft eines Objekts ohne jegliche Inversion oder Spiegelebenensymmetrie bezieht, für Wissenschaft und Technik immer relevant [1, 2]. Chirale Medien treten normalerweise in zwei enantiomeren Formen auf, die spiegelsymmetrisch sind und auf ihrem Spiegelbild durch einfache Translation oder Rotation nicht überlagert werden können, und sie zeigen immer unterschiedliche Reaktionen auf rechtshändige und linkshändige zirkulare Polarisation (RCP, „+“ und LCP, „−“) Licht [1]. Zirkulardichroismus (CD) von zirkular polarisiertem (CP) Licht, das aus chiralen Medien stammt, ist eine der einzigartigsten chiroptischen Eigenschaften. Der CD-Effekt bezieht sich auf die unterschiedliche Reaktion des RCP- und LCP-Lichts in chiralen Medien, was breite Anwendungsperspektiven in Biologie, Medizin, Chemie sowie polarisationsbezogenen optoelektronischen Geräten bietet [3,4,5]. Allerdings ist der CD-Effekt natürlicher Materialien eher schwach, was deren praktische Anwendung extrem behindert. Metaoberflächen als Unterklasse von Metamaterialien, die aus einer Monoschicht oder wenigen Schichten planaren Strukturen bestehen, sind vielversprechend für die Manipulation von willkürlichen elektromagnetischen (EM) Wellen oder Licht [6,7,8,9,10]. Insbesondere chirale Metasurface (CMS) kann die chiralen optischen Effekte um mehrere Größenordnungen verstärken.

Die CMSs haben enormes Interesse gefunden, da sie exotische EM-Eigenschaften aufweisen könnten, einschließlich negativem Brechungsindex und optischer Aktivität [11, 12], asymmetrischer Transmission [13, 14], Riesen-CD-Effekt [15,16,17], Polarisationsumwandlung [18, 19] und Wellenfrontmanipulation [20, 21] usw. Seitdem wurden sukzessive verschiedene CMS-Strukturen (wie Split-Ring, Spiraldraht, Gammadion, L-förmig usw.) vorgeschlagen, um hocheffiziente chirale selektive Feldverstärkung für LCP- oder RCP-Licht [22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32,33]. Die meisten früheren Designs dieser CMS konzentrieren sich jedoch auf die Leistung der Chiralität bei der Transmission, während der Reflexion/Absorption für CP-Lichter, die in technischen Anwendungen gleichermaßen wichtig sind, viel weniger Aufmerksamkeit geschenkt wurde. Es ist bekannt, dass die meisten Untersuchungen früherer Absorber auf Licht mit linearer Polarisation angewendet werden, während solche Designs für CP-Lichter selten untersucht werden. Tatsächlich könnten die CMSs auch verwendet werden, um neuartige Absorber für CP-Lichter zu konstruieren [25, 26, 29, 30, 31, 32, 33]. Li et al. [25] schlugen einen ultradünnen Absorber basierend auf den L-förmigen Drähten vor, der die LCP-Welle nur im Mikrowellenbereich dämpfen kann. Wanget al. [29] zeigten, dass ein chiraler Metaspiegel fast das gesamte LCP-Licht reflektieren kann, während er das RCP-Licht im Infrarotbereich vollständig absorbiert. Tanget al. [30] schlugen einen Absorber mit ŋ-förmigen Resonatoren vor, der eine selektive Absorption für verschiedene CP-Lichter im sichtbaren Bereich erreichen kann. Dann wurden chirale Absorber im nahen Infrarot mit plasmonischer Metaoberfläche vorgeschlagen und gezeigt, dass sie selektiv LCP- oder RCP-Licht absorbieren. Die Absorption der meisten CMS beträgt jedoch weniger als 90 %. Daher ist ein effektives Design des chiralen Metasurface-Absorbers (CMSA) mit der hohen selektiven Absorption sehr wünschenswert.

In dieser Arbeit präsentieren wir eine Art hocheffizienter CMSA basierend auf einer zweischichtigen, vierfach verdrillten Halbkreis-Nanostruktur, die im nahen Infrarot und im sichtbaren Bereich arbeitet. Ein solches CMSA könnte selektiv über 90% Absorption für CP-Lichter unterschiedlicher Hand bei unterschiedlichen Resonanzfrequenzen erreichen. Aufgrund der starken selektiven Absorption des vorgeschlagenen CMSA kann dementsprechend ein hoher CD-Wert von etwa 0,9 realisiert werden. Der physikalische Mechanismus, der der selektiven Absorption für verschiedene CP-Lichter zugrunde liegt, wurde im Detail durch elektrische Feldverteilungen analysiert. Darüber hinaus wurden auch die Einflüsse geometrischer Parameter von Elementarzellen auf die selektive Absorption systematisch untersucht. Es kann vernünftigerweise angenommen werden, dass die Ergebnisse dieser Arbeit das Design von CMSA mit starker Absorption und CD-Effekt für viele praktische Anwendungen wie thermische Absorber, optische Kommunikationsgeräte, Fotodetektoren, optische Filter, Bildgebung und Hologramme leiten können.

Unit-Cell Design

Abbildung 1 zeigt das schematische Diagramm des vorgeschlagenen CMSA, das aus einem periodischen Array mit verdrillter Halbkreis-Nanostruktur besteht. Die vierfach verdrillte Halbkreis-Nanostruktur auf jeder Seite des dielektrischen Substrats ist so positioniert, dass jede um 90° gegenüber ihrem Nachbarn gedreht ist, und die untere Seite jeder Halbkreis-Nanostruktur ist ebenfalls um 90° gegenüber der oberen gedreht, wie gezeigt in Abb. 1b. Ähnlich wie beim vorherigen Design [32] sind die oberen vier Halbkreis-Nanostrukturen mit der unteren durch Kupferzylinder verbunden, und der Radius des Kupferzylinders ist der gleiche mit der Halbkreisdrahtbreite, was die leitende Kopplung erhöhen kann. Die verdrillte Halbkreis-Nanostruktur kann als gekoppeltes Resonatorsystem betrachtet werden, bei dem die starken chiralen Antworten aus der elektrischen und magnetischen induktiven Kopplung zwischen den beiden verdrillten verbundenen Halbkreisen resultieren [34, 35]. Diese einfache verdrillte Halbkreis-Nanostruktur mit Spiegelsymmetrien wurde in der oberen und unteren Schicht entwickelt, wodurch das vorgeschlagene CMSA die Chiralität verbessern kann.

Schema des entworfenen CMSA:a periodisches Array, b , c die Vorder- und Perspektivansicht der Elementarzellen-Nanostruktur. Die Periodenlängen entlang x - und y- Achsenrichtungen sind beide 600 nm, und das normal einfallende CP-Licht breitet sich entlang der z . aus -Achsenrichtung

Die gesamte Elementarzelle des vorgeschlagenen CMSA weist eine vierfache Rotation (C₄ ) Symmetrie für die Lichtausbreitungsrichtung. Das dielektrische Substrat in der Mittelschicht besteht aus einem verlustfreien Dielektrikum MgF₂ mit einer relativen Permittivität von 1,9. Die chiralen Metallnanostrukturen wurden als Gold ausgewählt, und die Materialparameter können durch das Drude-Modell beschrieben werden [36]. Die optimierten Strukturparameter der Elementarzelle sind gegeben als:p _x = p _y = 600 nm, r = 70 nm, w = 40 nm, t _s = 120 nm, t _m = 30 nm. Die Elementarzelle des CMSA ist entlang der x- . periodisch und y -Achsenrichtungen mit den Perioden von 600 nm, um Beugung zu vermeiden, wenn die einfallende Lichtfrequenz 500 THz erreicht. Um die Effizienz des vorgeschlagenen CMSA zu verifizieren, wurden die Vollwellen-Hochfrequenz-EM-Simulationen basierend auf der Finite-Elemente-Methode (FEM) unter Verwendung des Frequenzbereichslösers in CST Microwave Studio durchgeführt. Sobald die Nanostruktur der CMSA-Elementarzelle, die richtigen Randbedingungen, die Maschengröße und der Frequenzbereich vernünftig eingestellt wurden, konnte die Frequenzbereichssimulation gestartet werden.

Ergebnisse und Diskussionen

Die simulierten Kopolarisations-Transmissionskoeffizienten (t ₊₊ (ω), t _− − (ω)) und Reflexionskoeffizienten (r ₊₊ (ω), r _− − (ω)) für normal einfallendes LCP- und RCP-Licht sind in Abb. 2 dargestellt. Zwei chirale plasmonische Resonanzmodi (Modus 1 und Modus 2) konnten offensichtlich bei Frequenzen von f . beobachtet werden ₁ = 288,5 THz und f ₂ = 404 THz bzw.. Es kann beobachtet werden, dass der Kopolarisationsreflexionskoeffizient r ₊₊ (ω) für RCP und r _− − (ω) für LCP-Leuchten sind gleich; und beide sind im gesamten interessierenden Frequenzbereich kleiner als 0,4. Darüber hinaus sind die Größen von r ₊₊ (ω) und r _− − (ω) nimmt bei Resonanzen auf etwa 0,15 ab, was die Impedanzanpassung zwischen dem CMSA und dem freien Raum sowohl für RCP- als auch für LCP-Lichter anzeigt. Es ist auch ersichtlich, dass die Kopolarisations-Transmissionskoeffizienten t ₊₊ (ω) für RCP und t _− − (ω) für LCP-Lichter unterscheiden sich aufgrund der chiralen Natur des vorgeschlagenen CMSA signifikant bei den Resonanzen. Um den unteren Frequenzpunkt f ₁ , die Größe von t ₊₊ (ω) für das RCP-Licht beträgt etwa 0,93, was viel höher ist als t _− − (ω) für das LCP-Licht, das nur etwa 0,075 beträgt. Um den höheren Frequenzpunkt f ₂ , die Größe von t ₊₊ (ω) für das RCP-Licht sinkt auf den minimalen Wert von 0,018, während t _− − (ω) für das LCP ist bis zum Maximalwert von ungefähr 0,92. Dies bedeutet, dass nur das einfallende RCP-Licht ausgewählt werden kann, um das CMSA zu passieren, während das LCP-Licht bei der niedrigeren Frequenz verboten ist. Wie bei der höheren Frequenz f ₂ , kann nur das einfallende LCP-Licht ausgewählt werden, um das CMSA zu passieren, während das RCP-Licht extrem verboten ist. Somit würden die oben genannten chiralen Selektionsphänomene des CMSA folglich zu einer unterschiedlichen Absorption für das RCP- und LCP-Licht führen, was die Existenz einer hocheffizienten selektiven Absorption und eines riesigen CD-Effekts bei Resonanzen impliziert.

a Simulierte Kopolarisations-Transmissionskoeffizienten (t ₊₊ (ω), t _− − (ω)) und Reflexionskoeffizienten (r ₊₊ (ω), r _− − (ω)) der vorgeschlagenen CMSA für die normalen LCP- und RCP-Lichter, b die entsprechende Extinktion (A ₊ (ω), A ₋ (ω)) für LCP- und RCP-Leuchten

Abbildung 2b zeigt die Absorptionsspektren (A ₊ (ω), A ₋ (ω)) für einfallende LCP- und RCP-Lichter. Es kann beobachtet werden, dass die Extinktion für LCP- und RCP-Lichter bis zu einem maximalen Wert von etwa 93,2% und 91,6% beträgt, während der für RCP- und LCP-Lichter um die beiden oben genannten Resonanzen auf nur etwa 8,7% bzw. 4,8% verringert wird . Offensichtlich kann geschlossen werden, dass das vorgeschlagene CMSA eine starke Absorption von LCP-Licht und ein ziemlich hohes Transmissionsniveau für das RCP-Licht um die niedrigere Frequenz f . zeigt ₁ , wohingegen sich der Zustand vollständig umkehrt, wenn die Frequenz die höhere Resonanzfrequenz erreicht f ₂ . Das bedeutet, dass das vorgeschlagene CMSA eine selektive Absorption für zwei CP-Lichter mit besonderer Händigkeit zeigt, während es das andere bei unterschiedlichen Resonanzen reflektiert. Darüber hinaus ist es auch erwähnenswert, dass der CMSA die beiden starken Absorptionsfrequenzbänder nur mit einer einzigen chiralen Nanostruktur aufweist und im Vergleich zu den früheren chiralen Absorbern mit einer isolierten Absorptionsbande, deren Anpassung für unterschiedliche CP-Lichter stark von unterschiedliche Geometriegröße [25, 26, 29, 31,32,33]. Somit kann die entworfene chirale Nanostruktur bei der niedrigeren Frequenz als perfekter LCP-Lichtabsorber und bei der höheren Frequenz als perfekter RCP-Lichtabsorber dienen. Es sollte beachtet werden, dass sich die selektive Absorptionsleistung des vorgeschlagenen CMSA mit zunehmendem Einfallswinkel (schräger Einfall) aufgrund der multipolaren Plasmonenresonanz höherer Ordnung (nicht gezeigt) verschlechtert. Darüber hinaus kann gefolgert werden, dass die hohe chiral-selektive Absorption für CP-Licht zu einem riesigen CD-Effekt im vorgeschlagenen CMSA führt.

Der Unterschied der Absorption oder Transmission zwischen den LCP- und RCP-Lichtern kann durch den CD-Parameter Δ . charakterisiert werden . Fig. 3a zeigt das CD-Spektrum des CMSA, wobei die Hauptpeaks des CD-Parameters bei zwei Resonanzfrequenzen etwa 0,85 bzw. 0,91 betragen; was viel größer ist als die berichteten chiralen Nanostrukturen [17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32, 37,38,39,40, 41,42]. Der riesige CD-Effekt wird durch die starke Chiralität des CMSA verursacht und kann daher als transparenter Zirkularpolarisator verwendet werden. Um die CP-Reinheit des als Zirkularpolarisator verwendeten CMSA weiter zu untersuchen, geben wir den Elliptizitätswinkel η . an und Polarisationsazimutdrehwinkel θ wie in Abb. 3b gezeigt. Es kann festgestellt werden, dass der Wert von η etwa 40,4° und − 43,9° beträgt, während der Wert von θ bei den niedrigeren bzw. höheren Frequenzen etwa 0° beträgt. Dies bedeutet, dass das übertragene Licht nach dem Durchgang durch die CMSA-Platte bei den beiden Resonanzfrequenzen herausragende RCP- und LCP-Eigenschaften aufweist. Es sollte beachtet werden, dass dieser CMSA-basierte Zirkularpolarisator mit der höheren CP-Reinheit aufgrund seines hohen C₄ für beliebige Polarisationslichter gültig ist Symmetrie der Elementarzelle. Somit könnte man vernünftigerweise annehmen, dass der homogene Zirkularpolarisator mit unserer entworfenen chiralen Nanostruktur realisiert wird.

Die berechneten relativen optischen Parameter des vorgeschlagenen CMSA für das normal einfallende LCP- und RCP-Licht, a der CD-Parameter Δ , b Elliptizitätswinkel η und Polarisationsazimutdrehwinkel θ

Um die selektive Absorption und den riesigen CD-Effekt des CMSA vollständig zu verstehen, haben wir den Brechungsindex Re(n ), Re(n ₋ ), Re(n ₊ ) und chiraler Parameter Re(κ ) unter Verwendung eines Standard-Retrieval-Verfahrens aus den Transmissions- und Reflexionskoeffizienten von CP-Lichtern [43, 44], wie in Abb. 4a, b gezeigt. Es ist klar, dass im entworfenen CMSA zwei Resonanzen auftreten, die mit der starken Chiralität zusammenhängen. Die niedrigere Frequenzresonanz tritt bei 288,5 THz auf, während die höhere bei 404 THz lokalisiert ist, was mit den charakteristischen Frequenzen der selektiven Absorption und der CD-Peaks übereinstimmt. Wie in Abb. 4a gezeigt, ist die Re(n ) ist negativ mit maximalen Beträgen von − 2.3 und − 1.1, und Re(κ ) ist bis zu maximalen Größenordnungen von 6.4 und − 5.1 um die beiden obigen Resonanzfrequenzen. Es ist klar, dass der chirale Parameter κ trägt auch zur negativen Brechung von RCP- und LCP-Licht bei. Die starke Chiralität kann den Brechungsindex des RCP/LCP-Lichts bei Resonanzen aufgrund der Beziehung von n . leicht negativ werden lassen _± = n ± κ . Somit ist, wie in Abb. 4b gezeigt, der Re(n ₋ ) für LCP light und Re(n ₊ ) für RCP-Licht ist von 286,2 THz bis 291 THz bzw. 400,2 THz bis 404 THz negativ. Darüber hinaus ist die Re(n ₋ ) und Re(n ₊ ) sind bis zu den maximalen negativen Werten von − 8.6 bzw. − 6.3 bei zwei Resonanzen darüber. Es zeigt, dass die hohe selektive Absorption sowie der riesige CD-Effekt des vorgeschlagenen CMSA mit der negativen Brechungseigenschaft der LCP- und RCP-Lichter verbunden sind.

Die abgerufenen relativen chiralen Parameter des vorgeschlagenen CMSA:a Realteile des durchschnittlichen Brechungsindex Re(n ) und chiraler Parameter Re(κ ), b Brechungsindex Re(n ₋ ), Re(n ₊ ) für LCP- und RCP-Leuchten

Um den Ursprung der selektiven Absorption im Zusammenhang mit dem riesigen CD-Effekt des vorgeschlagenen CMSA weiter aufzudecken, wurde das elektrische Feld (E _z )-Verteilungen der Elementarzelle, die von RCP- und LCP-Lichtern bei 288,5 THz und 404 THz angetrieben wird, wurde untersucht. Es ist bekannt, dass die Anregung der Oberflächenplasmonenresonanz oszillierende Dipolfelder erzeugt, da die halbkreisförmige Nanostruktur im Vergleich zur einfallenden Wellenlänge der verschiedenen CP-Lichter kleine Durchmesser aufweist [45,46,47,48]. Wenn RCP- oder LCP-Licht auf die halbkreisförmige Nanostruktur strahlt, kann man vernünftigerweise annehmen, dass die selektive Absorption und der riesige CD-Effekt in der vorgeschlagenen CMSA auftreten und folglich in der unterschiedlichen Verteilung der elektrischen Feld- und Magnetfeldkomponenten in jeder Schicht resultieren [48 ,49,50,51,52,53].

Abbildung 5 zeigt das elektrische Feld (E _z ) Verteilungen des vorgeschlagenen CMSA, angetrieben durch RCP- und LCP-Lichter bei unterschiedlichen Resonanzfrequenzen. Die Detaildiagramme des elektrischen Felds (E _z )-Verteilungen auf den halbkreisförmigen Nanostrukturen zeigen deutlich die Natur jeder Oberflächen-Plasmonik-Mode [54]. Der rote und blaue Bereich auf der halbkreisförmigen Nanostruktur der oberen und unteren Schichten zeigt die positiven und negativen Ladungsakkumulationen unter RCP- und LCP-Lichtanregung. Die positiven und negativen Ladungen werden getrennt und hauptsächlich an den Ecken jeder halbkreisförmigen Nanostruktur angesammelt, die wie eine elektrische Dipolschwingung wirken. Es kann beobachtet werden, dass die elektrische Dipolleistung in der entworfenen halbkreisförmigen Nanostruktur viel stärker ist als die magnetische, was die Dominanz elektrischer Dipolschwingungen zeigt. Die selektive Absorption und der riesige CD-Effekt, die bei Resonanzen erzeugt werden, sind aufgrund der offensichtlichen Dipolleistung bei LCP- und RCP-Anregung unterschiedlich. Hier wurde eine vereinfachte Methode mit äquivalenten elektrischen Dipolmomenten angewendet, die die Ladungsschwingungen von vier halbkreisförmigen Nanostrukturen in jeder Schicht als eine Dipolschwingung betrachtet [48,49,50]. Nach der Born-Kuhn-Theorie [47, 48] wird der Modus, der aus zwei Dipolen mit gleicher elektrischer Feldrichtung hybridisiert wird, als Bindungsmodus bezeichnet, während der andere, der aus zwei Dipolen mit 90°- oder Querrichtung hybridisiert wird, bezeichnet wird als Antibonding-Modus. Wie in Abb. 5a1, b1 gezeigt, unter RCP-Lichtbeleuchtung bei einer Resonanzfrequenz von f ₁ = 288,5 THz, die elektrischen Dipolfelder in der oberen und unteren Schicht zeigen die Querrichtungen und bilden einen Antibonding-Modus, was zu einer hohen Transmission von RCP-Licht nach dem Born-Kuhn-Modell führt. Wie in Abb. 5c1, d1 gezeigt, kann unter LCP-Lichtbeleuchtung gesehen werden, dass die elektrische Feldverteilung von CMSA als Hybrid aus dem Bindungsmodus zwischen der oberen und unteren Schicht betrachtet werden kann, der aus zwei äquivalenten elektrischen Dipolmomente mit gleicher Richtung, was zu einem hohen Absorptionsgrad von LCP-Licht führt. Somit verursachen die Bindungs- und Antibindungsmodi unterschiedliche Resonanzenergien und unterschiedliche Transmission und Absorption von chiralen Nanostrukturen bei der niedrigeren Frequenz unter Beleuchtung mit LCP- und RCP-Licht (siehe Abb. 2). Wie in Abb. 5a2, b2, c2, d2 gezeigt, unter RCP- und LCP-Beleuchtung bei einer Resonanzfrequenz von f ₂ = 404 THz, die elektrischen Dipolfelder in der oberen und unteren Schicht zeigen die gleichen Richtungen (Bindungsmodus) bzw. Querrichtungen (Antibindungsmodus) und resultieren folglich in einem hohen Absorptionsgrad für RCP-Licht und einer hohen Transmission für LCP-Licht. Daraus ist ersichtlich, dass die selektive Absorption und der CD-Effekt bei zwei unterschiedlichen Frequenzen hauptsächlich den Bindungs- und Antibindungsmodi zugeschrieben werden, die durch die hybride Kopplung der elektrischen Dipolmomente der oberen und unteren Schicht induziert werden.

Das elektrische Feld (E _z ) Verteilungen der Elementarzellen des vorgeschlagenen CMSA, induziert durch die (a1 , b1 , a2 , b2 ) RCP und (c1 , d1 , c2 , d2 ) LCP leuchtet bei verschiedenen Resonanzfrequenzen:(a1 –d1 ) f ₁ = 288,5 THz, (a2 –d2 ) f ₂ = 404 THz. Die schwarzen durchgezogenen Pfeile (gestrichelte Linie) bezeichnen die äquivalenten elektrischen Dipolmomente auf der oberen (unteren) Schicht der vorgeschlagenen chiralen Nanostruktur

Im Folgenden untersuchen wir den Einfluss der geometrischen Parameter der Elementarzelle auf die Absorptionseigenschaften des vorgeschlagenen CMSA. Abbildung 6 zeigt die simulierten Absorptionsspektren für LCP- und RCP-Lichter und Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) mit unterschiedlichen geometrischen Parametern (r , w , t _m , und t _s ) der Elementarzelle. Für die entworfene Nanostruktur konnten einige interessante spektrale Variationen der parameterabhängigen selektiven Absorptionseigenschaft beobachtet werden, die offensichtlich multifaktoriell kompetitiv und komplex ist. In dieser Studie sind die geometrischen Parameter der Kontrollgruppe r = 70 nm, w = 40 nm, t _m = 30 nm und t _s = 120 nm, und Ändern eines Parameters nach dem anderen.

Die simulierte (a1 –d1 ) Absorptionsspektren und (a2 –d2 ) Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) der LCP- und RCP-Lichter des vorgeschlagenen CMSA mit unterschiedlichen geometrischen Parametern:(a1 , a2 ) Radius (r ), (b1 , b2 ) Drahtbreite (w ) und (c1 , c2 ) Dicke (t _m ) mit halbkreisförmiger Nanostruktur, (d1 , d2 ) Dicke des dielektrischen Substrats (t _s )

Die halbkreisförmige Nanostruktur mit den unterschiedlichen r (r = 65 nm, 70 nm, 75 nm und 80 nm) wurden zunächst berechnet, während die anderen Parameter wie in Abb. 6a1, a2 dargestellt festgelegt sind. Wenn r increases erhöht , die Resonanzfrequenzen f ₋ für LCP und f ₊ für RCP-Lichter nehmen allmählich ab, was durch das äquivalente LC . interpretiert werden kann Resonanzkreistheorie [55, 56]. Die Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) sowohl für LCP- als auch für RCP-Leuchten kann die Beleuchtung als \(f_{\mp} =\frac{1}{{2\pi \sqrt {LC}}}\) ausgedrückt werden, wobei die äquivalente Kapazität C und Induktivität L werden hauptsächlich durch die geometrischen Parameter des vorgeschlagenen CMSA bestimmt. Das L wird mit der Zunahme des r . zunehmen , wodurch die Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ). Außerdem, wie in Abb. 6a1 gezeigt, wenn r , nimmt die Absorption des LCP-Lichts allmählich ab, während die des RCP-Lichts nahezu unverändert bleibt. Abbildung 6b1, b2 zeigt die Absorptionsspektren der LCP- und RCP-Lichter beim Ändern des w von 30 auf 45 nm in einem Schritt von 5 nm, während die anderen Parameter unverändert bleiben. Es ist zu erkennen, dass die Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) sowohl für LCP- als auch für RCP-Leuchten steigt allmählich mit der Zunahme des w . Offensichtlich ist die Erhöhung der Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) ist hauptsächlich auf die Abnahme des C . zurückzuführen . Die Absorption des LCP-Lichts nimmt zuerst zu und dann leicht ab, während die des RCP-Lichts mit zunehmendem w . allmählich abnimmt , wie in Abb. 6b2 gezeigt. Wie in Abb. 6c1, c2 gezeigt, präsentieren wir die Absorptionsspektren und Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) der LCP- und RCP-Leuchten mit unterschiedlichem t _m von 20 auf 50 nm in einem Schritt von 10 nm und anderen Parametern festgelegt. Es gibt ähnliche Fälle wie bei der Änderung von w , wenn t increases erhöht _m , die Resonanzfrequenz (f ₋ ) für LCP-Licht deutlich und derjenige für RCP-Licht leicht ansteigen. In diesem Fall ist das L wird mit zunehmendem t . abnehmen _m , wodurch sich die Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ). Darüber hinaus nimmt die Absorption von LCP- und RCP-Licht zuerst zu und dann ab, wenn t . erhöht wird _m , wie in Abb. 6c2 gezeigt. Schließlich haben wir die Absorptionsspektren und Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) für LCP- und RCP-Leuchten mit unterschiedlichen t _s (t _s = 110 nm, 120 nm, 130 nm und 140 nm), während andere Parameter unverändert bleiben, wie in Abb. 6d1, d2 gezeigt. Es kann beobachtet werden, dass bei einer Erhöhung von t _s , nimmt die Absorption des LCP allmählich zu, während die des RCP-Lichts leicht abnimmt, wie in Fig. 6d1 gezeigt. Außerdem sind die Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) sowohl für LCP- als auch für RCP-Lichter nimmt allmählich ab, wenn t . erhöht wird _s , wie in Abb. 6d2 gezeigt. In diesem Fall ist das C wird zunehmen, wenn t erhöht wird _s , wodurch die Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ). Daraus kann geschlossen werden, dass die Resonanzfrequenzen (f ₋ , f ₊ ) und das Absorptionsniveau sowohl für RCP- als auch für LCP-Licht sind empfindlich gegenüber den geometrischen Parametern der Elementarzelle der entworfenen chiralen Nanostruktur. Somit können die selektiven Absorptionseigenschaften des vorgeschlagenen CMSA durch Variation der Strukturparameter dynamisch angepasst werden.

Schlussfolgerung

Zusammenfassend wurde ein CMSA vorgeschlagen, das auf einer zweischichtigen, vierfach verdrillten Halbkreis-Nanostruktur basiert, um eine nahezu perfekte chiral-selektive Absorption für RCP- und LCP-Licht sowie einen riesigen CD-Effekt sowohl im nahen Infrarot als auch im sichtbaren Bereich zu erreichen. Die Simulationsergebnisse zeigen, dass die chiral-selektive Extinktion sowohl für RCP- als auch für LCP-Licht mehr als 90% beträgt und die CD-Größe 0,91 erreichen könnte. Gemäß den ermittelten effektiven EM-Parametern kann festgestellt werden, dass die niederfrequente Absorption und der CD-Effekt beide mit den negativen Brechungseigenschaften des LCP-Lichts verbunden sind, während es sich bei der höheren Frequenz um das RCP-Licht handelt. Die Verteilungen des elektrischen Feldes zeigen, dass die chiral-selektiven Absorptionseigenschaften und der Riesen-CD-Effekt des CMSA hauptsächlich von den bindenden und antibindenden Moden herrühren, die durch hybride Kopplung der elektrischen Dipolmomente der oberen und unteren Schicht induziert werden. Darüber hinaus können die Resonanzfrequenzen und das chiral-selektive Absorptionsniveau des CMSA durch Änderung der geometrischen Parameter der Elementarzelle eingestellt werden. Daher kann vernünftigerweise gefolgert werden, dass das Design des CMSA für zukünftige Anwendungen in den Bereichen optische Filter, chirale Bildgebung, Zirkularpolarisator, Detektion und optische Kommunikation vielversprechend ist.

Numerischer Methodenabschnitt

FEM-Simulationen:Vollwellen-EM-Simulationen wurden basierend auf einer Finite-Elemente-Methode (FEM) durchgeführt. In der Simulation werden die elektrischen Eigenschaften des Goldes durch das Drude-Modell als [36] beschrieben:

wo ω _p = 1,37 × 10 ¹⁶ rad/s ist die Plasmafrequenz und γ = 8,04 × 10 ¹³ rad/s ist die Kollisionsfrequenz des Goldes im optischen Frequenzbereich. In der Simulation wurde die Elementarzellen-Randbedingung entlang x . angewendet - und y -Achsenrichtung und die beiden CP-Eigenlichter wurden direkt verwendet. Als Anregungsquellen werden Breitband-CP-Lichter verwendet, die normalerweise durch die Elementarzelle der entworfenen chiralen Nanostruktur vom − z to + z Richtung. Dann können Reflexions- und Transmissionskoeffizienten von sowohl LCP- als auch RCP-Lichtern erhalten werden. Im Allgemeinen wird die Extinktion als A . bezeichnet ₋ (ω)/A ₊ (ω) für die LCP/RCP-Leuchten kann ausgedrückt werden als [17, 32]: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 , bzw. Die Kopolarisations-Transmissionskoeffizienten t _− − (ω) sind für das LCP und t ₊₊ (ω) für die RCP-Leuchten, während r _− − (ω) und r ₊₊ (ω) sind jeweils die Kopolarisationsreflexionskoeffizienten. Es sollte beachtet werden, dass die Kreuzpolarisations-Transmissionskoeffizienten (t ₊₋ (ω), t ₋₊ (ω)) und Reflexionskoeffizienten (r ₊₋ (ω), r ₋₊ (ω)) für LCP- und RCP-Leuchten sind klein genug, um vernachlässigt zu werden (< 0.01) aufgrund des hohen C ₄ Symmetrie der Elementarzelle der entworfenen chiralen Nanostruktur. Darüber hinaus wird der CD-Effekt durch die selektive Absorption zweier CP-Lichter induziert, die wie folgt ausgedrückt werden können:△ =|t ₊₊ (ω)| − |t _− − (ω)| [14, 29]. Elliptizität und optische Aktivität sind wichtige Parameter, um die Chiralität der entworfenen chiralen Nanostruktur zu bewerten. Die Elliptizität charakterisiert den Polarisationszustand von transmittiertem Licht der chiralen Nanostruktur, der durch den Elliptizitätswinkel η . beschrieben wird = arktan[(|t ₊₊ (ω)| − |t _− − (ω)|) / (|t ₊₊ (ω)| +|t _− − (ω)|)]. Während die optische Aktivität die Rotationseigenschaft der Polarisationsebene eines übertragenen linear polarisierten Lichts in Bezug auf das einfallende darstellt, die durch den Polarisationsazimut-Rotationswinkel θ . beschrieben wird = [arg(t ₊₊ (ω))  − arg(t _− − (ω))]/2.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Die während der aktuellen Studie generierten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

Abkürzungen

CMS:

Chirale Metaoberfläche

CMSA:

Absorber für chirale Metaoberflächen

RCP:

Rechtshändige zirkulare Polarisation

LCP:

Left-handed circular polarization

CD:

Circular dichroism

EM:

Electromagnetic

CP:

Circular polarization