Omnidirektionaler Absorber durch den Void-Plasmon-Effekt im sichtbaren Bereich mit stark verstärktem lokalisiertem elektrischem Feld

Hintergrund

Die Oberflächenplasmonenresonanz (SPR), die kohärente Oszillation von Elektronen an den Grenzflächen von Edelmetallen und dielektrischen Materialien ist, kann die Lichtabsorptionseffizienz von Edelmetallen verbessern [1]. Heutzutage wurden die SPR-basierten Absorber mit verschiedenen plasmonischen Systemen umfassend erforscht, darunter Gitteranordnungen [2,3,4,5,6,7,8,9], metallische Nanopartikel [10,11,12,13,14 ,15,16,17,18,19,20,21] und Nanolöcher in Metallfilmen [22,23,24,25]. Durch Veränderung der geometrischen und physikalischen Parameter wie Form, Größe und Material von Strukturen sowie der dielektrischen Umgebung können die Absorptionseigenschaften im sichtbaren Bereich effektiv gesteuert und verbessert werden. Im Allgemeinen gehören propagierende Oberflächenplasmonen (PSPs) und lokalisierte Oberflächenplasmonen (LSPs) zu SPR. Metallische Nanopartikel gehen normalerweise mit dem LSPs-Effekt einher, während die Perforationen auf dem Metallfilm sowohl den PSPs-Effekt als auch den Void-Plasmon-(VP)-Effekt induzieren können. Die VPs sind eine Art von LSPs, die mit Nanolochstrukturen assoziiert sind und eine elektromagnetische Dipolresonanz ähnlich der von metallischen Nanopartikeln aufrechterhalten können [26, 27]. Der PSPs-Effekt in Absorbern auf Nanohole-Array-Basis kann nicht nur die Nachteile der Polarisationsempfindlichkeit in eindimensionalen Absorbern auf Metallgitterbasis beseitigen, sondern auch eine nahezu perfekte Absorption bei derselben Wellenlänge im sichtbaren Bereich unter Verwendung einer größeren Strukturgröße von Nanomustern im Vergleich realisieren bis hin zu Nanopartikel-Array-basierten Geräten. In Anbetracht der oben genannten Vorteile wurde der Absorptionsmechanismus des PSPs-Effekts in Nanoloch-Array-Strukturen umfassend untersucht und berichtet [22,23,24,25]. Die durch den PSP-Effekt induzierte Absorption ist jedoch aufgrund ihres inhärenten Mechanismus sehr empfindlich gegenüber dem Einfallswinkel [28], der die gesamte Absorptionseffizienz in Absorbern verringert. Im Gegensatz dazu ist die durch den VP-Effekt induzierte Absorption unempfindlich gegenüber dem Winkel und der Polarisation des einfallenden Lichts. Da es auf die umgebende Dielektrizitätskonstante empfindlich ist, kann die Position des Resonanzabsorptionspeaks durch wechselnde Umgebungsmaterialien abgestimmt werden, was das Potenzial zur Differenzierung des Brechungsindex von umgebenden Materialien zeigt. Daher ist eine systematische Untersuchung des VP-Effekts sehr aussagekräftig [25, 29,30,31,32]. Nichtsdestotrotz ist die VP-induzierte Absorptionseffizienz normalerweise niedriger als die, die mit anderen Effekten erreicht wird, z. B. dem Fabry-Perot (FP)-Effekt in einer Metall-Isolator-Metall (MIM)-Struktur.

In dieser Arbeit wurde ein weitwinkliger und hocheffizienter Absorber, bestehend aus einem perforierten Metallfilm und einer durch eine dielektrische Schicht getrennten Grundmetallebene, systematisch untersucht. Die Kombination und das Zusammenspiel von FP-Resonanz im Spacer und dem VP-Effekt in den Nanolöchern führen zu einer Absorptionseffizienz von bis zu 99,8 %. Darüber hinaus ist der durch den VP-Effekt induzierte Absorptionspeak durch Modifizieren struktureller oder physikalischer Parameter, wie etwa der Dicke des perforierten Metallfilms, der Periode der Nanolochanordnungen und des Umgebungsbrechungsindex steuerbar. Außerdem ist die Lage der Resonanzwellenlänge unempfindlich gegenüber der Kantenlänge des quadratischen Nanolochs und dem Einfallswinkel des Lichts. Es ist erwähnenswert, dass das vorgeschlagene Gerät auch als Sensor zur Erfassung des Brechungsindex in der Umgebung funktionieren könnte, wobei eine Gütezahl (FOM) von 3,16 (die mit der konventioneller Metallnanopartikel kompatibel ist [33, 34]) erreicht werden kann . Die in dieser Arbeit vorgestellten Ergebnisse könnten den Anwendungsbereich des Absorptionsmechanismus erweitern und einen neuen Weg für die Entwicklung von Absorbern eröffnen, die potenzielle Anwendungen in Solarzellen, Photodetektoren und thermischen Emittern haben.

Methoden

Die Struktur des entworfenen Absorbers ist in Abb. 1 schematisch dargestellt, der eine obere Silberschicht enthält, die mit einer quadratischen Lochanordnung gefräst wurde, ein Aluminiumdioxid (Al₂ O₃ ) mittlere Schicht und eine untere Silberschicht. Die Dicke jeder Schicht wird als h . bezeichnet ₁ , h ₂ , und h ₃ bzw. (h ₃ wird als viel größer als die Eindringtiefe von Silber angenommen, wodurch die Übertragung von Licht von der unteren Silberschicht verhindert wird). Die Periode und Kantenlänge der quadratischen Löcher in der oberen Schicht werden als p . bezeichnet und w , bzw. Zur Beschreibung optischer Konstanten des Silbers wird das Lortenz-Drude-Modell verwendet [35]. Der Brechungsindex von Al₂ O₃ ist eingestellt als n _d = 1,76. Zur Untersuchung der optischen Eigenschaften der Struktur wurde das Finite-Difference-Time-Domain-(FDTD)-Verfahren eingesetzt. Bei allen Berechnungen wurde der Simulationsbereich auf 200 × 200 × 2000 nm ³ . festgelegt in drei Dimensionen (wobei 200 nm die Gitterperiode ist). Periodenrandbedingungen werden in x . festgelegt - und y-Richtung, und eine perfekt angepasste Ebene (PML) wird in z . festgelegt -Richtung. Ein ausreichend kleines Netz (1 × 1 × 1 nm ³ ) wird verwendet, um Absorptionseffizienzen und elektrische Feldverteilungen mit hoher räumlicher Auflösung zu berechnen. Wir stellen die Simulationszeit auf 1000 fs ein, um sicherzustellen, dass die Felder vor dem Ende der Simulation vollständig abklingen.

Schematische Ansicht des vorgeschlagenen Absorbers auf Nanohole-Array-Basis

Ergebnisse und Diskussion

Ohne Beschränkung der Allgemeinheit wurden die geometrischen Parameter als p . festgelegt = 200 nm, w = 60 nm, h ₁ = 20 nm, h ₂ = 250 nm und h ₃ = 200 nm. Wir nehmen zunächst an, dass eine ebene Welle normal auf die Struktur einfällt. Die schwarze Linie in Abb. 2a zeigt die berechnete Absorptionsantwort. Verglichen mit dem FP-Absorber ohne die periodischen Nanoloch-Arrays in der Deckschicht erscheint ein neuer Absorptionspeak um 635 nm mit einer Absorptionseffizienz von bis zu 99,8 %. Um den Ursprung dieses neuen Absorptionspeaks zu verstehen, werden die Absorptionsspektren verschiedener Kombinationen von drei Schichten zusammen mit einem ebenen 20 nm dicken Silberfilm berechnet und in Abb. 2b gezeigt. Ohne die untere Reflexionssilberschicht verschieben sich die der FP-Resonanz entsprechenden Peaks zu den längeren Wellenlängen und weisen eine niedrige Absorptionseffizienz auf (siehe Abb. 2b; TL + ML), aufgrund der Variation der Reflexionsphase an der unteren Grenzfläche und des Energieverlusts per Übertragung. Wenn die mittlere Schicht entfernt wird, verschwinden die FP-Resonanzpeaks schließlich und der neue Absorptionspeak zeigt eine große Blauverschiebung von 635 zu 482 nm (siehe Abb. 2b; TL). Die riesige Blauverschiebung hängt mit dem Übergang des Brechungsindex von dielektrischen Materialien in der Umgebung zusammen, wenn die mittlere Schicht entfernt wird. Wenn die Nanoloch-Arrays weiter entfernt werden (siehe Abb. 2b; ein ebener 20 nm dicker Silberfilm), verschwindet der scharfe Absorptionspeak bei 482   nm. Daher korreliert der neue Absorptionspeak bei 635 nm mit den Nanolöchern in der oberen Metallschicht, wo die Peakposition und die Absorptionseffizienz durch die Kopplung von VP-Resonanz und FP-Resonanz modifiziert werden. Der neue Peak reagiert auch empfindlich auf den Brechungsindex von Umgebungsmaterialien, was darauf hindeutet, dass er mit dem plasmonischen Effekt (entweder PSPs oder VPs) zusammenhängt. Um den Mechanismus des neuen Absorptionspeaks weiter zu bestätigen, werden numerische Berechnungen durchgeführt, um den möglichen PSPs-Modus entworfener Strukturen zu analysieren. Es wird gezeigt, dass die maximale Resonanzwellenlänge für den Silber/Dielektrikum-Grenzflächen-PSP-Modus (0, 1) 480 nm beträgt, was viel kleiner ist als der Resonanzabsorptionspeak bei 635 nm. Daher gehen wir davon aus, dass der neue Peak vom VP-Effekt von Nanolöchern stammt.

a Berechnete Absorptionsspektren des vorgeschlagenen Absorbers auf Nanohole-Array-Basis im Vergleich zum FP-Absorber ohne Nanolöcher in der Deckschicht. b Berechnete Absorptionsspektren unter Verwendung verschiedener Kombinationen von drei Schichten sowie 20 nm Silber. TL, oberste Schicht; ML, mittlere Schicht; BL, untere Schicht

Die Abhängigkeit der Absorptionspeakposition von den Einfallswinkeln kann weiterhin einen starken Beweis liefern, um den Absorptionsmechanismus zwischen den PSPs und dem VP-Effekt zu unterscheiden. Um die Streuung des VP-Effekts zu kennen und unsere bisherige Interpretation zu stärken, untersuchen wir numerisch die winkelabhängige Streuung des VP-Modus. Die berechneten Absorptionskonturen für den vorgeschlagenen Absorber für transversal elektrische (TE) und transversal magnetische (TM) Polarisation sind in Fig. 3a bzw. b als Funktion der Wellenlänge und des Einfallswinkels aufgetragen. Für die TE-Polarisation als Einfallswinkel θ steigt, zeigt der VP-Absorptionspeak keine Verschiebung, während sich die anderen drei FP-Resonanzabsorptionspeaks zur kürzeren Wellenlänge hin verschieben. Die Spitzenverschiebung der FP-Resonanz kann mit der folgenden Resonanzbedingung (der Stehwellenbedingung in der mittleren dielektrischen Schicht) verstanden werden:

wo φ ₁ und φ ₂ sind Phasenverschiebungen an den Grenzflächen des oberen und unteren Resonators und m ist eine ganze Zahl. Außerdem zeigt für die TM-Polarisation der VP-Absorptionspeak eine leichte Rotverschiebung, wenn der Einfallswinkel ansteigt. Die drei Peaks der FP-Resonanzabsorption zeigen eine Blauverschiebung, die derjenigen für die TE-Polarisation entspricht. Um den durch den VP-Resonanzmodus induzierten Absorptionsmechanismus aufzuklären, denken wir, dass die durch den VP-Resonanzmodus induzierte Absorption zwei Prozesse umfasst. Der erste Prozess ist die Anregung der VP-Resonanzmode, die durch einfallendes Licht induziert wird. Wenn die Eigenresonanzfrequenz der Nanolochstruktur gleich der Frequenz des einfallenden Lichts ist, ist die Oszillation der Leitungselektronen an der Grenzfläche für die Polarisation und den Winkel des einfallenden Lichts irrelevant. Dann ist der zweite Prozess die Strahlung des "Resonanzdipols", der durch den FP-Resonator moduliert wird. Da Anregung und Strahlung beide unabhängig von Polarisation und Einfallswinkel sind, bleibt die Position des durch die VP-Resonanzmode induzierten Absorptionspeaks über den Einfallswinkel und die Polarisation unverändert.

Berechnete Absorptionskonturen des vorgeschlagenen Absorbers auf Nanohole-Array-Basis als Funktion von Wellenlänge und Einfallswinkel:a TE und b TM-Polarisation. Hier werden die Strukturparameter des Absorbers als p . festgelegt = 200 nm, w = 60 nm, h ₁ = 20 nm, h ₂ = 250 nm und h ₃ = 200 nm

Die elektromagnetischen Feldverteilungen der Absorptionspeaks geben weitere Einblicke in die Natur der Absorption von FP- und VP-Resonanz. Die berechnete räumliche Verteilung des elektrischen Felds (obere Felder) und des magnetischen Felds (untere Felder) für verschiedene Absorptionspeakwellenlängen sind in Abb. 4 (für senkrechten Lichteinfall) angegeben. Für den FP-Resonanzmodus (372 nm, 546 nm und 1113 nm) werden das elektrische Feld und die magnetischen Felder in der mittleren Schicht begrenzt und verstärkt, und es werden unterschiedliche Resonanzordnungen entsprechend den spezifischen Mustern gebildet. Mit dem elektrischen und magnetischen Feldmuster wird beobachtet, dass sich der Resonanzmodus erster Ordnung bei 1113 nm befindet, der Resonanzmodus zweiter Ordnung bei 546 nm und der Resonanzmodus dritter Ordnung bei 372 nm. Im Gegensatz dazu wird für den VP-Modus bei 635  nm das elektrische Feld stark verstärkt und an den Kanten der Löcher lokalisiert, wie in Fig. 4c gezeigt. Im Vergleich zum einfallenden Licht beträgt die maximale elektrische Feldstärke |E | ² der „Hot Spots“ wird um das 2284-fache erhöht. Die stark erhöhte elektrische Feldstärke ist für eine Vielzahl potenzieller Anwendungen von Vorteil. Darüber hinaus zeigt die Magnetfeldverteilung, dass das Magnetfeld hauptsächlich in der Nähe der Grenzfläche des oberen Hohlraums begrenzt ist, was mit dem lokalisierten Charakter des VP-Modus übereinstimmt (siehe Abb. 4g).

Berechnete räumliche Feldverteilungen elektrischer (a –d ) und magnetisch (e –h ) Felder für normalen Lichteinfall. Die Wellenlänge des einfallenden Lichts beträgt 372 nm (a , e ), 546 nm (b , f ), 635 nm (c , g ) und 1113 nm (d , h ). Die schwarzen Strichlinien bezeichnen den Querschnitt der Struktur. Hier werden die Parameter der Struktur als p . festgelegt = 200 nm, w = 60 nm, h ₁ = 20 nm, h ₂ = 250 nm, h ₃ = 200 nm und ε ₂ = 3.1

Unter bestimmten Bedingungen können die FP- und VP-Resonanz miteinander koppeln, was zu einer starken Hybridmoduscharakteristik führt. Um die Kopplung zwischen der FP- und VP-Resonanz vorzuschlagen, ist die Abhängigkeit der Absorptionsreaktionen von der Dicke h ₂ der mittleren dielektrischen Schicht wird durch kontinuierliches Abstimmen von h . untersucht ₂ von 20 bis 500 nm. Die Ergebnisse sind in Abb. 5a dargestellt. Wenn die Dicke der dielektrischen Schicht dicker wird, nimmt die Wellenlänge der FP-Resonanzmode zu (die schwarzen gestrichelten Linien), in Übereinstimmung mit der Vorhersage von Gl. (1). Sobald die FP-Resonanzwellenlänge die VP-Resonanzwellenlänge (die weiße gestrichelte Linie) überlappt, werden der FP- und der VP-Resonanzmodus in einen hybriden FP-VP-Resonanzmodus gekoppelt. Es ist erwähnenswert, dass die VP-Resonanzmode verschwinden kann, wenn sie sich unter bestimmten Bedingungen nahe der FP-Resonanzmode befindet. In Abwesenheit des VP-Resonanzmodus tritt die starke Absorption bei der FP-Hohlraumresonanz auf, die auch der destruktiven Interferenz zwischen dem von der oberen Silberschicht reflektierten Licht (mit einem zusätzlichen Halbwellenverlust der Phase) und dem von . reflektierten Licht entspricht die untere Silberschicht. Wenn sich die Wellenlänge des FP-Resonanzmodus dem VP-Resonanzmodus nähert, wird das Licht zuerst von den Nanolochstrukturen absorbiert, was eine kollektive Oszillation von Leitungsbandelektronen in der Nähe der Silbernanolöcher induziert. Danach können die Nanolöcher als oszillierende Dipole Strahlungen nach oben und unten emittieren. Das nach oben gerichtete Licht interferiert konstruktiv mit der reflektierten Komponente des nach unten gerichteten Lichts (reflektiert von der unteren Silberschicht). Wenn die VP-Resonanzmode mit der FP-Resonanzmode zusammenfällt, kann somit die destruktive Interferenz des ausgehenden Lichts auf die konstruktive Interferenz übertragen werden. Dieses Szenario führt in Abb. 5a zu einer starken Reflexion und zur Abwesenheit von Absorption (siehe die blauen Bereiche entlang der weißen gestrichelten Linie). Es wird auch beobachtet, dass bei einer Dicke der dielektrischen Schicht h ₂ kleiner als 50  nm ist, ist die VP-induzierte Absorptionseffizienz geringer und die Wellenlänge zeigt eine Rotverschiebung. Wenn die dielektrische Dicke h ₂ deutlich reduziert ist, wird das Bild der VPs durch die Spiegelmetallgrenzfläche mit den VPs der oberen Metallschicht koppeln, was zu einer Abnahme der Spiegelkopplungsmodusenergie und einer Zunahme der Resonanzwellenlänge führt. Die durch den stärkeren Spiegelkopplungseffekt bedingte Rotverschiebung des Absorptionspeaks ist auch durch die vorhandene Literatur belegt [36, 37]. Das Absorptionsverhalten des vorgeschlagenen Absorbers für verschiedene Dicken der oberen Metallschichtdicke wird ebenfalls untersucht, wie in Abb. 5b dargestellt. Offensichtlich kann die Wellenlänge von Absorptionspeaks, die durch die Resonanz des VP-Effekts verursacht werden, leicht durch Ändern der Dicke der oberen Schicht eingestellt werden. Als oberste Metallschichtdicke h ₁ abnimmt, zeigt der Absorptionspeak eine deutliche Rotverschiebung, was darauf hindeutet, dass der VP-Modus von der Dicke der Deckschicht abhängt. Darüber hinaus zeigt der zweite FP-Modus mit abnehmender Dicke der oberen Metallschicht eine leichte Rotverschiebung und die Amplitude des Absorptionspeaks nimmt allmählich ab. Diese mit der zweiten FP-Resonanzmode zusammenhängende Eigenschaft ähnelt der des reinen Dreischichtabsorbers ohne Nanoloch-Arrays [38]. Wenn jedoch die Dicke der obersten Schicht auf h . reduziert wird ₁ = 10 nm, es gibt eine scheinbare Peakaufspaltung (ca. 600 nm), die in reinen Dreischicht-Absorbern nicht vorhanden ist.

a Berechnete Absorptionskontur für den vorgeschlagenen Absorber auf Nanohole-Array-Basis als Funktion der Wellenlänge und der Abstandsschichtdicke h ₂ . Die schwarze gestrichelte Linie repräsentiert die FP-Resonanz und die weiße gestrichelte Linie repräsentiert den VP-Modus. Der Einschub zeigt die Bilder (die gestrichelten Rechtecke) der oberen Metallschicht in Bezug auf die Spiegelmetall-Grenzfläche (die weiße gestrichelte Linie). b Berechnete Absorption des vorgeschlagenen Absorbers auf Nanohole-Array-Basis in Abhängigkeit von h ₁ Wechsel von 10 auf 30 nm. c Berechnete Absorptionskontur für den vorgeschlagenen Absorber auf Nanohole-Array-Basis als Funktion von w mit p = 200 nm. d Berechnete Absorptionskontur für den vorgeschlagenen Absorber auf Nanohole-Array-Basis als Funktion von p mit w = 60 nm

Der geometrische Einfluss der Nanolöcher auf die VP-Eigenschaften wird ebenfalls berechnet. In Abb. 5c ist die Periode des Lochgitters p ist auf 200 nm festgelegt und die Lochbreite w von 50 auf 150 nm geändert wird. Für FP-Absorptionspeaks, wenn w steigt, zeigt die Modenresonanz erster Ordnung bei 1113 nm eine Rotverschiebung, während die Position der Mode zweiter Ordnung bei 546 nm und der Mode dritter Ordnung bei 372 nm nahezu unverändert bleiben. Darüber hinaus wird auch eine Rotverschiebung des VP-Effekts mit dem Anstieg von w . beobachtet , da die Elektronen beim Schwingen zwischen zwei Seiten der Leere eine längere Zeit erfahren (wenn die Lochbreite w größer genug ist, ist auch eine Nahfeldkopplung zwischen zwei Hohlräumen vorhanden [39]). In Abb. 5d ist die Wirkung der Gitterperiode auf die Absorptionseigenschaften des VP-Effekts aufgetragen. Hier, w ist auf 60 nm fixiert und p ändert sich von 100 auf 500 nm. Für FP-Resonanzabsorptionspeaks, wenn p erhöht, zeigt die Resonanzmode erster Ordnung bei 1113 nm eine Rotverschiebung, wenn p ist kleiner als 200 nm und bleibt unverändert, wenn p ist größer als 200 nm. Die Rotverschiebung für das kleinere p (p < 200 nm) ist auf die Variation des effektiven mittleren Brechungsindex der oberen Schicht mit p . zurückzuführen (oder Seitenverhältnis w ² /p ² ). Aber wenn p größer als 200  nm ist, wird der effektive mittlere Brechungsindex selten durch die kleine Porengröße beeinflusst. Der Resonanzmodus zweiter Ordnung bei 546 nm und der Resonanzmodus dritter Ordnung bei 372 nm zeigen keine Verschiebung, wenn p Änderungen. Für den zweiten FP-Modus, wenn p größer als 300  nm ist, werden mehrere entstandene schmale Absorptionspeaks vorhanden sein, die dem PSP-Effekt zugeschrieben werden können. Beim VP-Absorptionspeak (~ 635 nm) wird eine Rotverschiebung beobachtet und die Absorptionseffizienz wird kleiner als p wächst. Ein ähnliches Phänomen wurde auch für Absorber beobachtet, die auf dem Nanopartikel-Array basieren und die Rotverschiebung stammt von einer weitreichenden Dipolwechselwirkung [40]. Darüber hinaus finden wir auch, dass die starke Kopplung der VP-Resonanz den nahegelegenen FP-Effekt hemmen kann. Dieses Phänomen wird in der Situation beobachtet, in der w über 100 nm oder p . liegt kleiner als 150  nm ist, wie in Fig. 5c und d gezeigt. Im Allgemeinen geht eine Rotverschiebung des VP-Absorptionspeaks mit dem Anstieg von w . einher oder p .

Da die VP-Mode in der Nähe der Nanolöcher begrenzt ist, hängt die Position des durch den VP-Effekt induzierten Absorptionspeaks dann vom Brechungsindex des Materials in den Löchern ab. Dieser Effekt kann genutzt werden, um einen Sensor zur Unterscheidung der umgebenden Dielektrizitätskonstante aufzubauen. Die Reflexionsspektren für verschiedene Materialbrechungsindizes in Nanolöchern wurden berechnet und in Abb. 6a aufgetragen. Der umgebende Brechungsindex ändert sich von n = 1.332 (Wasser) zu n = 1.372 (geringfügige Glucoselösung) mit einem Intervall von Δn = 0,01. Die Peaks der FP-Resonanzabsorption sind mit dem umgebenden Brechungsindex fast irrelevant. Im Gegensatz dazu zeigt der VP-Absorptionspeak, genau wie die Eigenschaften von LSPs, eine Abhängigkeit vom umgebenden Brechungsindex des Materials. Um die Leistung eines plasmonischen Sensors zu messen, kann eine Größe verwendet werden, die als Merit (FOM) bezeichnet wird. Die FOM ist definiert als Sensitivität S _λ geteilt durch Linienbreite Γ; hier, S _λ wird oft einfach als Δλ . bezeichnet /RIU (pro Einheitsänderung des Brechungsindex) und Γ ist die volle Breite beim halben Maximum (FWHM). In der Berechnung verwenden wir einen feineren Differentialquotienten mit Δn = 0.01 für n = 1.332, n = 1.342, n = 1,352 und n = 1,362. Abbildung 6b zeigt, dass die maximale Empfindlichkeit in Bezug auf die Wellenlängenverschiebung pro Brechungsindexeinheit ≈ 186 nm/RIU beträgt. In unserem Fall beträgt die Resonanzlinienbreite der VP-Mode ≈ 59 nm und führt zu einem maximalen FOM ≈ 3.16. Der FOM-Wert in unserer Arbeit ist kompatibel mit berichteten Geräten auf der Basis von Metallnanopartikeln [33, 34] (experimentelle FOM = 0.8–5.4) sowie den kürzlich berichteten Metallgitterstrukturen mit einem theoretischen FOM-Wert von 2 [41]. Sie liegt jedoch weit unter den theoretischen Ergebnissen hochkomplizierter Nanostrukturen [42, 43].

a Reflexionsspektren bei senkrechtem Einfall des vorgeschlagenen Absorbers auf Nanohole-Array-Basis mit dem Brechungsindex des Lochs (n ) Änderung von 1.332 auf 1.372. Die Struktur- und Materialparameter werden als h . festgelegt ₁ = 20 nm, h ₂ = 250 nm, h ₃ = 200 nm, ε ₂ = 3.1, p = 200 nm und w = 60 nm. b Die Position der Reflexionsneigung und die berechnete FOM als Funktion des Brechungsindex von Löchern (n = 1.332–1.362)

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir den VP-Effekt im Nanohole-Array-basierten Tri-Layer-Absorber mit der FDTD-Methode systematisch untersucht. Durch den VP-Effekt kann bei der Resonanzwellenlänge eine hohe Absorptionseffizienz von bis zu 99,8% und eine stark verstärkte elektrische Feldstärke (um das 2284-fache) erreicht werden. Die hohe Absorptionseffizienz wird auch von der Hybridisierung zwischen dem FP- und VP-Modus profitiert. Mit der Simulation wird die Intensität des VP-Effekts von Lichtpolarisation und Einfallswinkel nachgewiesen und auch die Abhängigkeit des VP-Effekts von den Strukturparametern untersucht. Darüber hinaus besitzt der VP-Modus einen maximalen FOM-Wert von 3,16, der für die Konstruktion der plasmonischen Sensoren zum Erfassen der Dielektrizitätskonstante der Umgebung nützlich sein kann. Die in diesem Beitrag vorgestellte systematische Studie unterstreicht die Leere des Absorptionsmechanismus basierend auf dem VP-Effekt und schlägt ein neues Design für hocheffiziente und multifunktionale Absorber vor.

Abkürzungen

FDTD:

Zeitbereich mit endlicher Differenz

FOM:

Verdienstzeichen

FP:

Fabry–Perot

LSPs:

Lokalisierte Oberflächenplasmonen

MIM:

Metall-Isolator-Metall

PML:

Perfekt abgestimmte Schicht

PSPs:

Sich ausbreitende Oberflächenplasmonen

SPR:

Oberflächenplasmonenresonanz

TE:

Quer elektrisch

TM:

Quermagnetisch

VPs:

Leere Plasmonen