Ultraschmalbandiger Perfekter Absorber mit 95 % Effizienz für Plasmonisches Sensieren im Sichtbaren Bereich

Zusammenfassung

Wir schlagen einen perfekten ultraschmalbandigen Absorber vor und untersuchen ihn numerisch mit einer Absorptionsbandbreite von nur 1,82 nm und einer Absorptionseffizienz über 95 % im sichtbaren Bereich. Wir zeigen, dass die perfekte ultraschmalbandige Absorption auf den Kopplungseffekt zurückzuführen ist, der durch lokalisierte Oberflächenplasmonenresonanz (LSPR) induziert wird. Der Einfluss struktureller Dimensionen auf die optische Leistung wird ebenfalls untersucht, und die optimale Struktur wird mit extrem niedriger Reflektivität (0,001) des Resonanztiefs erhalten. Der perfekte Absorber kann als Brechungsindexsensor mit einer Empfindlichkeit von ca. 425 nm/RIU und einer Gütezahl (FOM) von 233,5 betrieben werden, was die Genauigkeit plasmonischer Sensoren im sichtbaren Bereich stark verbessert. Darüber hinaus wird die entsprechende Gütezahl (FOM*) für diesen Sensor berechnet, um die Leistung der Intensitätsänderungsdetektion bei fester Frequenz zu beschreiben, die bis zu 1,4 × 10⁵ erreichen kann. Aufgrund der hohen Sensorleistung hat die Metamaterialstruktur großes Potenzial in biologischer Bindung, integrierten Photodetektoren, chemischen Anwendungen und mehr.

Hintergrund

In den letzten Jahren haben plasmonische Metamaterialien, basierend auf lokalisierten Oberflächenplasmonenresonanzen (LSPR), bedeutende Fortschritte aufgrund ihrer elektromagnetischen Eigenschaften und vielversprechenden Anwendungen wie Monopolresonatoren [1–8], Lichttransmissionsverstärkung [9–13] und plasmonischen Sensoren [14–21] gemacht. Für einen Metamaterialabsorber ist es vorteilhaft, die elektromagnetische Wellenabsorption zu verstärken, während die intrinsischen optischen Verluste von Metallen bei der Gestaltung anderer Geräte sorgfältig berücksichtigt werden müssen. Der erste perfekte Metamaterialabsorber wurde von Landy vorgeschlagen und demonstriert [22]. Seither haben sich perfekte Metamaterialabsorber rasant entwickelt [23–31], die allgemein als schmalbandige und breitbandige Absorber klassifiziert werden können, je nach ihren unterschiedlichen Anwendungsanforderungen. Generell können breitbandige Absorber in Energieerntern eingesetzt werden, während schmalbandige Absorber in Sensoren und monochromatischen Photodetektoren Verwendung finden.

In Sensinganwendungen haben plasmonische Brechungsindexsensoren basierend auf schmalbandigen Absorbern viel Aufmerksamkeit erregt. Bisher wurden viele verschiedene Arten von plasmonischen Brechungsindexsensoren im Infrarot- und Terahertzbereich berichtet, einschließlich hybrider Mikrokavitäten [32, 33], Nanodisks [34], netzwerkartiger Metasurfaces [24], Metallgitter [28] und andere [35–37]. Beachten Sie, dass im Vergleich zu plasmonischen Sensoren im Infrarot-, Terahertz- und Mikrowellenbereich Sensoren, die im sichtbaren Band arbeiten, eine kleinere Periodizität der Metamaterialstruktur realisieren können, was die Nutzung dieser Geräte in vielen praktischen Anwendungen wie Chemie und Biologie verbessern kann [38]. Leider haben die bisher veröffentlichten plasmonischen Brechungsindexsensoren im sichtbaren Bereich allgemein eine vergleichsweise niedrige FOM, was ihre weitere Entwicklung und Anwendung stark behindert. In theoretischen Studien schlugen Zhou et al. 2015 theoretisch einen Brechungsindexsensor im sichtbaren Bereich mit subwellenlängigen Metallgitterstrukturen mit einer Empfindlichkeit S von 300 nm/RIU vor, aber die FOM betrug nur 2 [28]. Liu et al. entwarfen einen multispektralen Sensor mit tief-subwellenlängigen plasmonischen Nanokavitäten und demonstrierten eine FOM von 58 [34]. Durch die Bemühungen von Liu et al. wurde ein Brechungsindexsensor mit minimalem FWHM von 3 nm und einer FOM von 68,57 über eine plasmonische Struktur mit netzwerkartiger Metasurface erzielt [24]. In experimentellen Studien demonstrierten Emiko und Tetsu 2014 experimentell einen LSPR-Sensor basierend auf einer einzelnen Au-Nanostern-Struktur mit einer Empfindlichkeit S von 665 nm/RIU und einem FWHM von bis zu 40 nm [39]. Cho et al. berichteten über eine experimentelle Demonstration eines plasmonischen Brechungsindexsensors mit einer Empfindlichkeit S von 378 nm/RIU [40]. Sowohl in Theorie als auch Experiment haben viele Forscher große Anstrengungen unternommen, die FOM des Brechungsindexsensors im sichtbaren Bereich zu verbessern. Es bleibt jedoch eine große Herausforderung, einen plasmonischen Brechungsindexsensor mit hoher FOM im sichtbaren Bereich zu entwerfen, was seine Anwendungen stark limitiert.

Für Sensoren ist es sehr bedeutsam, die FOM zu erhöhen. Zum Beispiel bedeutet im biologischen Bereich eine höhere FOM des Brechungsindexsensors eine stärkere Leistung in der Moleküldetektion. Die FOM des Sensors in dieser Arbeit kann 233,5 erreichen, was weit höher ist als die der veröffentlichten plasmonischen Brechungsindexsensoren im sichtbaren Bereich [24, 28, 34]. Der plasmonische Sensor basiert auf der Metall-Dielektrikum-Metall (MDM) periodischen Struktur. Die Struktur kann auch als perfekter ultraschmalbandiger plasmonischer Absorber mit einer Absorptionseffizienz über 95 % und einem FWHM von nur 1,82 nm im sichtbaren Bereich betrieben werden. Wir untersuchen auch den Einfluss von Strukturdimensionen und Materialparametern auf die optischen Eigenschaften des Metamaterials. Darüber hinaus demonstrieren wir, dass im Vergleich zu gängigen MDM-Strukturen die Verwendung von dreieckigen Nanobändern in der Struktur hilfreich ist, die Absorptionsleistung zu verbessern. Gleichzeitig wird der Absorptionsmechanismus detailliert untersucht und analysiert. In Anbetracht der Fertigung der vorgeschlagenen Struktur können die dreieckigen Nanobänder durch viele Methoden hergestellt werden, wie Elektronenstrahllithografie [41], Formgebung [42] und Imprint-Lithografie [43]. Es wird erwartet, dass unsere Arbeit eine Leitlinie für das Design eines plasmonischen Sensors darstellt.

Methoden

Abbildung 1 zeigt den Querschnitt einer Einheitszelle für die vorgeschlagene Metamaterialstruktur. Die Struktur besteht aus zwei Goldnanoband-Arrays auf einer dünnen Goldschicht, die zwischen der Dielektrikumschicht und dem Substrat eingebettet ist, und zwischen den Goldnanobändern befindet sich ein dreieckiges Goldnanoband. In unserer Simulation wird die Permittivität von Gold durch das Drude-Modell charakterisiert. Die Dielektrika der mittleren Schicht und des Substrats werden als NaF (n = 1,3) und MgF₂ (n = 1,4) festgelegt. Wir verwenden die zweidimensionale Finite-Differenzen-Zeitbereich-Methode (FDTD), um Transmission und Reflexion der vorgeschlagenen Struktur zu berechnen, und die Absorption der gesamten Struktur ist definiert als A = 1 − R − T. Wir setzen periodische Randbedingungen in x-Richtung, und die transversale magnetische (TM) Welle fällt normal auf die Struktur ein mit Polarisation entlang der x-Richtung.

Wie bekannt, wird das äquivalente LC-Schaltkreismodell weit verbreitet verwendet, um die durch LSPR erregte magnetische Resonanz für perfekte Absorber qualitativ vorherzusagen [44–46]. Zur Erleichterung der Diskussion über das LC-Modell wird das Schema des Metamaterialabsorbers in Abb. 2a dargestellt. Und das äquivalente LC-Modell ist in Abb. 2b gezeigt. Hier kann die Lückenkapazität zwischen den Nanobändern in benachbarten Einheiten als C _g = ε ₀ t ₁/(P − d − 2w) ausgedrückt werden, wobei ε ₀ die dielektrische Permittivität der Umgebung ist. Die Kapazität C _m = c ₁ ε ₃ ε ₀(2w + d)/t ₃ stellt die Kapazität zwischen den Nanobändern und dem Goldfilm dar, wobei c ₁ ein Koeffizient aufgrund der nicht-uniformen Ladungsverteilung auf der Metalloberfläche ist und ε ₃ die Permittivität der Dielektrikumschicht [44–46]. Die gegenseitige Induktivität der Goldnanobänder und des Goldfilms ist gegeben durch L _m = 0,5μ ₀(2w + d)t ₃, wobei μ ₀ die Permeabilität der Umgebung ist. Um den Beitrag der driftenden Ladungen in den Goldnanobändern und dem Goldfilm zu berücksichtigen, wird die kinetische Induktivität gegeben durch \( {L}_e=\left(2 w+ d\right)/\left(\gamma {\varepsilon}_0{t}_1{\omega}_p^2\right) \), wobei γ ein Koeffizient für den effektiven Querschnittsbereich der Goldnanobänder und ω _p die Plasmenfrequenz des Goldes ist [44–46]. Dann kann die Gesamtimpedanz für das äquivalente LC-Schaltkreismodell ausgedrückt werden als

$$ {Z}_{\mathrm{t} ot}=\frac{i\omega \left({L}_m+{L}_e\right)}{1-{\omega}^2{C}_g\left({L}_m+{L}_e\right)}-\frac{2 i}{\omega {C}_m}+ i\omega \left({L}_m+{L}_e\right) $$ (1)

Die Resonanzwellenlänge kann erhalten werden, wenn Z _tot = 0.

$$ {\lambda}_r=2\pi {c}_0{\left(\frac{C_m{C}_g\left({L}_m+{L}_e\right)}{C_m+{C}_g-\sqrt{C_m^2+{C}_g^2}}\right)}^{\frac{1}{2}} $$ (2)

Die Kopplung zwischen den Nanobändern in benachbarten Einheiten ist aufgrund des großen Abstands (P − d − 2w) zwischen den Nanobändern sehr schwach. Der Einfluss von C _g kann ignoriert werden, wenn C _g weniger als 5 % von C _m beträgt. In diesem Fall kann die Resonanzwellenlänge vereinfacht werden zu

$$ {\lambda}_r\approx 2\pi {c}_0\sqrt{\left({L}_m+{L}_e\right){C}_m} $$ (3)

wobei L _m = 0,5μ ₀(2w + d)t ₃, \( {L}_e=\left(2 w+ d\right)/\left(\gamma {\varepsilon}_0{t}_1{\omega}_p^2\right) \), und C _m = c ₁ ε ₃ ε ₀(2w + d)/t ₃. Im LC-Schaltkreismodell können die Einflüsse struktureller Dimensionen auf die Resonanzwellenlänge qualitativ durch Gleichung (3) vorhergesagt werden. Es ist leicht zu beobachten, dass die Resonanzwellenlänge λ _r mit größerer Permittivität (ε ₃) der Dielektrikumschicht zunimmt, aufgrund der Erhöhung von C _m. Ebenso führt eine größere Breite w zu größeren Werten für L _m, L _e und C _m, was zu einer Rotverschiebung der Resonanzwellenlänge führt. Die Erhöhung der Permittivität (ε ₀) der Umgebung führt zu größeren L _m C _m Werten, während der andere Term L _e C _m unabhängig von ε ₀ in Gleichung (3) ist. Daher wird die Resonanzwellenlänge mit der Erhöhung von ε ₀ zunehmen.

Ergebnisse und Diskussion

Wir beginnen die Diskussion mit den folgenden Strukturdimensionen. Die Struktur hat ein Gitterperiodizität von P = 580 nm in x-Richtung. Die Höhen des quadratischen Goldnanobands und des dreieckigen Goldnanobands sind jeweils auf t ₁ = 45 nm und t ₂ = 30 nm gesetzt. Die Dicken der Dielektrikumschicht, des Goldfilms und des Substrats sind t ₃ = 10 nm, t ₄ = 25 nm und t ₅ = 165 nm. Die Breite des dreieckigen Goldnanobands und des quadratischen Goldnanobands sind d = 75 nm und w ₁ = w ₂ = w = 142 nm. Abbildung 3a zeigt die simulierten Absorptions-, Reflexions- und Transmissionsspektren der entworfenen Struktur. Wie in Abb. 3a gezeigt, kann die Absorptionseffizienz bis zu 95 % erreichen, und das Reflexionstief der Struktur unter 0,001 wird bei 751,225 nm gefunden. Der FWHM beträgt 1,82 nm, was viel schmaler ist als der der zuvor berichteten schmalbandigen Absorber im sichtbaren Bereich [24, 28, 34, 39].

Um den physikalischen Mechanismus des Absorptionspeaks zu erläutern, werden die Verteilungen des elektrischen Feldes E und des magnetischen Feldes H am Resonanzpeak berechnet und in Abb. 3b, c dargestellt. Deutlich zeigt Abb. 3b, dass die elektrische Feldamplitude in den Lücken einen Wert erreichen kann, der 35-mal größer ist als das einfallende Licht. Daher kann die vorgeschlagene Struktur nicht nur perfekte Absorption, sondern auch elektrische Feldverstärkung in einem Nanospalt realisieren, was ein wichtiges Phänomen in Biosensing-Anwendungen ist. Wie in Abb. 3c gezeigt, ist der größte Teil des magnetischen Feldes im Raum zwischen zwei Goldnanobändern konzentriert und dringt teilweise in die Dielektrikumschicht ein, was den durch LSPR resultierenden Kopplungseffekt anzeigt. Dann werden, um den Einfluss der Dielektrikumschicht und des Goldfilms auf den ultraschmalen FWHM und die hohe Absorptionsleistung weiter zu verstehen, das Absorptions- und Reflexionsspektrum zwischen der MDM-Struktur und der reinen Metallgitterstruktur mit denselben dimensionsparametern analysiert und verglichen, wie in Abb. 3d gezeigt. Offensichtlich hat die MDM-Struktur einen schmaleren FWHM und eine niedrigere Reflektivität des Resonanztiefs. Das elektrische Feld und das magnetische Feld der Metallgitterstruktur werden simuliert und in Abb. 3e, f dargestellt. Offensichtlich ist im Vergleich zur magnetischen Feldverteilung der MDM-Struktur das magnetische Feld der Metallgitterstruktur nur auf der Oberfläche des dreieckigen Goldnanobands lokalisiert, ohne dass das magnetische Feld durch das Metall hindurchtritt, was verwendet werden kann, um das vergleichende Ergebnis der Absorption zwischen der MDM-Struktur und der Metallgitterstruktur zu erklären. Darüber hinaus beträgt die elektrische Feldintensität zwischen zwei Goldnanobändern und dem dünnen Goldfilm aufgrund des Kopplungsverhaltens in der Struktur, wie in Abb. 3b gezeigt, etwa 40-mal mehr als die der einfallenden Wellen, was viel größer ist als in Ref. [25] berichtet.

Abbildung 4a zeigt den Effekt der Polarisationskonfiguration des einfallenden Lichts auf das Absorptionsspektrum des vorgeschlagenen Metamaterialabsorbers. Man sieht, dass die Struktur einen scharfen Absorptionspeak in TM-Konfiguration aufweist, aber nicht in TE-Konfiguration. Offensichtlich kann die LSPR nicht durch einfallendes Licht mit TE-Konfiguration erregt werden, was durch die asymmetrische Struktur des Absorbers gut erklärt werden kann. Zusätzlich ist in einem tatsächlichen System aufgrund von Oberflächenstreuung und Korngrenzeneffekten im dünnen Goldfilm die Dämpfungskonstante des dünnen Goldfilms wahrscheinlich höher als die des massiven Goldes. Um den Einfluss der Dämpfungskonstante des dünnen Goldfilms zu berücksichtigen, zeigt Abb. 4b die berechneten Absorptionsspektren, wenn die Dämpfungskonstante des Goldfilms drei- und fünfmal höher als die des massiven Goldes ist. Offensichtlich werden Absorptionspeaks mit unterschiedlichen Amplituden und FWHM beobachtet. Die Ergebnisse zeigen, dass der erhöhte Materialverlust des Metalls ungünstig für die weitere Verbesserung der Absorptionseigenschaften des vorgeschlagenen schmalbandigen Absorbers ist, was mit früheren Forschungen [17] konsistent ist.

Es ist allgemein bekannt, dass die Eigenschaften des Metamaterialabsorbers stark von der geometrischen Form und den strukturellen Dimensionen der Struktur beeinflusst werden. Zunächst untersuchen wir den Effekt des dreieckigen Goldnanobands auf das Reflexionsspektrum der entworfenen Struktur. Das dreieckige Goldnanoband der Struktur wird entfernt oder jeweils in ein quadratisches und halbelliptisches Goldnanoband geändert, wie in Abb. 5c–e gezeigt, wobei die anderen Parameter in der Simulation unverändert bleiben. Die Reflexionsspektren dieser drei Strukturen werden analysiert und mit der der ursprünglichen Struktur verglichen, wie in Abb. 5f–h gezeigt. Es ist leicht zu beobachten, dass die ursprüngliche Struktur ein schmaleres FWHM und ein niedrigeres Reflexionstief als die drei anderen Strukturen erreichen kann. Um diese Ergebnisse besser zu verstehen, werden in Abb. 5i–l die magnetischen Feldverteilungen (H) am Resonanzpeak dieser vier Strukturen jeweils geplottet, wobei die Farbe die Intensität des magnetischen Feldes darstellt. Die magnetische Feldintensität der ursprünglichen Struktur ist offensichtlich stärker als die der drei anderen Strukturen. Dies bedeutet, dass LSPR in der ursprünglichen Struktur effizienter erregt werden kann, was zu einem schmaleren FWHM und einem niedrigeren Reflexionstief führt.

Aus Abb. 5 geht hervor, dass die optische Leistung der ursprünglichen Struktur mit der Verwendung dreieckiger Nanobänder der der anderen Strukturen überlegen ist. Um einen tieferen Einblick in den Einfluss der dreieckigen Nanobänder auf die optische Leistung zu erhalten, geben wir eine detaillierte Berechnung und Analyse für die modifizierte Struktur in Abb. 6a, die ein trapezförmiges Nanoband mit demselben Winkel θ wie das dreieckige Nanoband in der ursprünglichen Struktur enthält. Zunächst, wie in Abb. 6b, c gezeigt, untersuchen wir die optische Leistung der modifizierten Struktur in Abhängigkeit von verschiedenen Höhen h des trapezförmigen Nanobands, wenn die Winkel θ unverändert bleiben. Offensichtlich bleibt die optische Leistung der Struktur fast unverändert, wenn die Höhe h mehr als 10 nm beträgt, was zeigt, dass die optische Leistung der Struktur in der Fertigung robust ist. Wenn die Höhe h unter 5 nm liegt, steigt das Reflexionstief, was damit erklärt werden kann, dass die Höhe h zu klein ist und den effektiven Bereich der LSPR-Erregung verringert. Wie in Abb. 6d, e gezeigt, untersuchen wir auch die optische Leistung der modifizierten Struktur in Abhängigkeit von verschiedenen Winkeln θ, wenn die Höhe h auf 15 nm gesetzt ist. Es ist leicht zu beobachten, dass sich die optische Leistung der modifizierten Struktur im großen Winkelbereich von 35° bis 68° kaum ändert. Allerdings steigt das Reflexionstief offensichtlich bei Winkeln θ kleiner als 30°, was verstanden werden kann, dass ein zu kleiner Winkel θ die Erregungseffizienz der LSPR verringern kann. Durch die detaillierte Analyse der Einflüsse der verschiedenen Parameter der Winkel zwischen dem trapezförmigen Nanoband und den quadratischen Nanobändern auf die optische Leistung wird die perfekte Absorptionsleistung der ursprünglichen Struktur der Erregung der LSPR an der Ecke zwischen dem dreieckigen Nanoband und den quadratischen Nanobändern zugeschrieben, was gut mit den Ergebnissen des magnetischen Feldes in Abb. 5i übereinstimmt. Gleichzeitig kann die Struktur gute optische Leistungen in einem großen Bereich von Höhen h und Winkeln θ beibehalten, was eine große Entspannung der Fertigungsrobustheit nahelegt und die Nanostruktur aus experimenteller Sicht realistischer macht. Schließlich, in Anbetracht der Fertigungsprozesse der tatsächlichen Nanostruktur, zeigt Abb. 6f die Geometrie der Struktur mit der Rauheit der Gold/Dielektrikum-Oberfläche und der Passivierungsbehandlung für alle scharfen Winkel. Der Vergleich der optischen Leistung zwischen der modifizierten Struktur und der ursprünglichen Struktur wird berechnet und in Abb. 6g dargestellt. Offensichtlich ist der Einfluss der Fertigungstoleranz auf die Leistung der Nanostruktur sehr gering, was die robuste optische Leistung in der Fertigung zeigt.

Dann untersuchen wir auch die Effekte der Strukturdimensionen und Materialparameter mittels FDTD-Methode auf die Reflektivität des Tiefs, FWHM und Resonanzwellenlänge der entworfenen Struktur. Mehrere Parameter werden untersucht, einschließlich Brechungsindex des Dielektrikums, Goldnanobandbreite w, Goldnanobandbreite d und Goldnanobanddicke t ₁. Abbildung 7 zeigt den Effekt des Brechungsindex der Dielektrikumschicht auf das Reflexionsspektrum der Metamaterialstruktur. Wie in Abb. 7a gezeigt, verschiebt sich die Resonanzwellenlänge offensichtlich rot mit zunehmendem n _dielectric, was mit der Vorhersage des LC-Schaltkreismodells konsistent ist. Wie in Abb. 7b gezeigt, nimmt die Reflektivität des Tiefs zunächst ab, dann zu, wenn n _dielectric erhöht wird, während der FWHM schmaler wird. Der FWHM und die Reflektivität des Reflexionsspektrums hängen stark von der Kopplungsstärke zwischen den Nanobändern und dem Goldfilm ab, was zu unterschiedlichen optischen Leistungen mit verschiedenen Dielektrikummaterialien des Dielektrikumspacers zwischen den Nanobändern und dem Goldfilm führt. Die Reflektivität des Tiefs erreicht den Minimalwert, wenn der Brechungsindex der Dielektrikumschicht etwa 1,3 beträgt. Gleichzeitig beträgt der FWHM etwa 1,85 nm, was viel schmaler ist als der der veröffentlichten schmalbandigen Absorber im sichtbaren Bereich [24, 28, 34, 39].

Abbildung 8 zeigt den Einfluss der Goldnanobandbreite w auf das Reflexionsspektrum der Metamaterialstruktur. Wie in Abb. 8a gezeigt, verschiebt sich die Resonanzwellenlänge blau, wenn sich die Goldnanobandbreite w von 140 auf 177 nm ändert, was gut mit den Ergebnissen des äquivalenten LC-Schaltkreismodells übereinstimmt. Abbildung 8b zeigt, dass der FWHM schmaler wird und die Reflektivität des Tiefs mit der Erhöhung von w zunimmt. Die Erhöhung der Reflektivität des Tiefs kann auf die Erhöhung der effektiven Metallfläche zur Reflexion des einfallenden Lichts mit zunehmendem w zurückzuführen sein. Die Minimalwerte von Reflektivitätstief und FWHM können nicht gleichzeitig erreicht werden. In unserem Design ändern sich jedoch beide Werte der Reflektivitätstiefe und des FWHM in einem weiten Bereich von w (140~162 nm) nur geringfügig, was für praktische Anwendungen günstig ist.

Zudem, wie in Abb. 9a gezeigt, kann die Reflektivität des Tiefs einen niedrigeren Wert beibehalten, wenn die Goldnanobandbreite d zwischen 55 und 75 nm liegt, während sie offensichtlich zunimmt, wenn d 76 nm übersteigt, was damit erklärt werden kann, dass ein zu großer Abstand zwischen den beiden Nanobändern die Erregungseffizienz für LSPR verringern kann, wodurch die Absorptionseffizienz des einfallenden Lichts reduziert wird. Der FWHM wird mit zunehmendem d schmaler, und die optimale Größe von d liegt bei etwa 75 nm. Aus Abb. 9b kann die Reflektivität des Tiefs einen niedrigeren Wert beibehalten, wenn die Goldnanobanddicke t ₁ von 35 auf 50 nm ändert, während der FWHM schmaler wird. Wenn t ₁ jedoch von 50 auf 60 nm zunimmt, steigt die Reflektivität des Tiefs offensichtlich an. Wir können das Ergebnis so verstehen: Das Nanoband ist zu dick, was die Reflexion des einfallenden Lichts erhöhen würde. Abbildung 9c zeigt, dass der Minimalwert des Resonanztiefs erreicht wird, wenn die dreieckige Goldhöhe t ₂ etwa 30 nm beträgt. In dieser Struktur liegt die Reflektivität des Tiefs unter 0,025, wenn die dreieckige Goldhöhe von 15 bis 40 nm reicht, was für das Design von Metamaterialstrukturen aufgrund der ausgezeichneten Robustheitsleistung vorteilhaft ist.

Es ist allgemein bekannt, dass die Resonanzwellenlänge der Metamaterialstruktur stark vom Brechungsindex des Umgebungsmediums abhängt, was breit in Sensinganwendungen genutzt wird. Abbildung 10a zeigt, dass die Resonanzwellenlänge offensichtlich rot verschiebt, wenn der Brechungsindex der Umgebung zunimmt, was mit der Vorhersage des LC-Modells übereinstimmt, und die Reflektivität des Tiefs kann gleichzeitig einen extrem niedrigen Wert beibehalten. Wenn der RI von 1,07 auf 1,12 steigt, verschiebt sich die Resonanzwellenlänge von 733,828 auf 755,097 nm. Die berechnete Wellenlängenempfindlichkeit (S) beträgt etwa 425 nm/RIU, und der FWHM kann so schmal wie 1,82 nm sein. Somit kann die FOM 233,5 erreichen. Soweit wir wissen, ist die FOM viel höher als die der zuvor veröffentlichten plasmonischen Brechungsindexsensoren im sichtbaren Bereich [24, 28, 34, 39]. Der vorgeschlagene plasmonische Brechungsindexsensor zeigt gute Linearität, wie in Abb. 10b gezeigt.

In praktischen Anwendungen ist es üblicherweise notwendig, die relative Intensitätsänderung bei fester Wellenlänge mit verschiedenen Brechungsindizes des umgebenden Mediums zu detektieren, und die entsprechende Gütezahl ist definiert als FOM* = max |(dI/dn)/I| [17]. Wie in Abb. 11a gezeigt, ändert sich die FOM* offensichtlich mit abnehmendem w, und das Maximum der FOM* kann 1,4 × 10⁵ bei w von etwa 358 nm erreichen. Abbildung 11b zeigt, dass die FOM mit abnehmendem d zunimmt und ein Maximum der FOM* bei d = 75 nm erreicht wird. Wie in Abb. 11c gezeigt, ist die FOM* maximal, wenn die Goldnanobanddicke t ₁ 35 nm beträgt. Zudem zeigt Abb. 11d, dass das Maximum der FOM* erreicht wird, wenn die dreieckige Goldhöhe t ₂ etwa 30 nm beträgt. Die Charakteristiken der FOM und FOM* mit den Änderungen der Strukturdimensionen werden numerisch untersucht, was bestimmte Leitlinien für das Design eines hochleistungsfähigen plasmonischen Sensors bieten kann.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend schlagen wir einen fast perfekten ultraschmalbandigen Absorber vor und demonstrieren ihn numerisch mit einer Absorption von 95 % im sichtbaren Bereich. Wir führen eine detaillierte Analyse der Einflüsse der strukturellen Form und Dimensionen auf die optischen Eigenschaften der Metamaterialstruktur mittels zweidimensionaler FDTD durch. Mit den optimierten Strukturdimensionen weist es eine Reflektivitätstiefe von nur 0,001 mit einem FWHM von 1,82 nm bei normalem Einfall im sichtbaren Bereich auf. Zusätzlich demonstrierten wir seine Sensorfähigkeit. Seine Empfindlichkeit beträgt ca. 425 nm/RIU und die FOM kann 233,5 erreichen. Dies ist weit besser als die der zuvor berichteten Sensoren im sichtbaren Bereich [24, 28, 34, 39]. Aufgrund seiner hohen Sensorleistung könnte die Metamaterialstruktur Anwendungen in biologischer Bindung, integrierten Photodetektoren, chemischen Anwendungen und mehr finden.

Abkürzungen

FDTD:

Finite-Differenzen-Zeitbereich

FOM:

Gütezahl

FWHM:

Volle Breite bei halber Maximale

LSPR:

Lokalisierte Oberflächenplasmonenresonanz

MDM:

Metall-Dielektrikum-Metall

S:

Empfindlichkeit

TM:

Transvers magnetisch