Flexible Aluminiumfolien-Metamaterialien erreichen elektromagnetisch induzierte Transparenz durch leitende Kopplung

Zusammenfassung

Wir schlagen ein leitend gekoppeltes Terahertz-Metall-Metamaterial vor, das ein Analogon zur elektromagnetisch induzierten Transparenz (EIT) aufweist, bei dem helle und dunkle Modus-Antennen über Oberflächenströme statt Nahfeldkopplung interagieren. Aluminiumfolie, die sehr billig und oft in Lebensmittelverpackungen verwendet wird, wird zur Herstellung unserer Metamaterialien verwendet. Daher sind unsere Metamaterialien auch flexible Metamaterialien. In unserem Design sind Aluminium-Stabresonatoren und Aluminium-Split-Ring-Resonatoren (SRRs) in Form einer gabelartigen Struktur verbunden (statt getrennt). Wir führen eine numerische Simulation und ein Experiment durch, um den Mechanismus des vorgeschlagenen Metamaterials zu analysieren. Der Oberflächenstrom aufgrund der LSP-Resonanz (heller Modus) fließt entlang verschiedener Pfade, und eine Potentialdifferenz wird an den Spaltlücken der SRRs erzeugt. Damit wird eine LC-Resonanz (dunkler Modus) induziert, und der helle Modus wird unterdrückt, was zu EIT führt. Das EIT-ähnliche Phänomen, das vom Metamaterial gezeigt wird, wird durch leitende Oberflächenströme induziert, was neue Ideen für das Design von EIT-Metamaterialien liefern kann. Zudem kann der Prozess der Herstellung von Mikrostrukturen auf flexiblen Substraten als Referenz für die zukünftige Produktion flexibler Mikrostrukturen dienen.

Einleitung

Metamaterialien sind künstlich hergestellte Verbundstoffe mit subwelligen Strukturen. Ihre physikalischen Eigenschaften, wie Dielektrizitätskonstante, Permeabilität und Leitfähigkeit, können durch Änderung der Struktur und Größe des periodischen Gitters beliebig gestaltet werden. Daher können viele interessante Phänomene durch Anpassung der Geometrie der Einheitszellen realisiert werden, mit immensem Anwendungspotenzial wie Metallinsen und zugehöriger Wellenfrontregelung in Metasurfaces, negativem Brechungsindex, Polarisatoren, Metamaterial-Absorbern und rekonfigurierbaren Metadevices. Die Kombination von Metamaterialien und zweidimensionalen Materialien erweitert den Forschungsumfang weiter. Unter ihnen ist das Analogon der elektromagnetisch induzierten Transparenz (EIT), das von Metamaterialien gezeigt wird, ein Forschungsschwerpunkt.

EIT ist ein quantenmechanisches Phänomen, das ursprünglich in atomaren oder molekularen Systemen basierend auf destruktiver Interferenz zwischen Übergängen beobachtet wurde, die durch zwei Laserstrahlen angetrieben werden. EIT macht ein hochundurchlässiges Medium über einen schmalen Spektralbereich transparent aufgrund des Fehlens von Absorption, was jetzt in Wellenleiterstrukturen realisiert wird. Andererseits wird das Analogon von EIT auch in Metamaterialien beobachtet, charakterisiert durch einen relativ schmalen transparenten Peak in einem breiten undurchsichtigen Bereich im Spektrum. Verschiedene Resonanzen können in Metamaterialien aufgrund der Wechselwirkung zwischen den periodischen Strukturen und dem einfallenden elektromagnetischen Feld auftreten. Darüber hinaus verursacht die destruktive Interferenz zwischen den verschiedenen Resonanzen EIT-ähnliche Phänomene in Metamaterialien. Viele Forscher beschäftigen sich nun mit diesem Thema, und eine Vielzahl von Strukturen wurde vorgeschlagen, um dieses Phänomen zu realisieren. Der aktuelle gängige EIT-Bildungsmechanismus basiert auf der destruktiven Interferenz zwischen "hellen Moden" und "dunklen Moden". Zum Beispiel unterdrückt die induktiv-kapazitive (LC) Schwingung in metallischen Split-Ring-Resonatoren (SRRs) die lokalisierte Oberflächenplasmon (LSP) Resonanz in metallischen Stäben; Quadrupol unterdrückt Dipol in Metamaterialien kombiniert mit stabförmigen Resonatoren oder stabförmigen Rillen in verschiedenen Richtungen; die magnetische Resonanz in einem dielektrischen Block oder einem dielektrischen Ringresonator unterdrückt die elektrische Resonanz in einem dielektrischen Stabresonator. Die destruktive Interferenz zwischen einem hellen Modus mit niedrigerem Qualitätsfaktor (Q-Faktor) und einem hellen Modus mit höherem Q-Faktor (auch als Quasi-dunkler Modus bekannt) induziert ebenfalls ein Analogon von EIT in Metamaterialien. Zum Beispiel unterdrücken LC-Resonanzen mit höherem Q-Faktor in SRRs die LSP-Resonanzen mit niedrigerem Q-Faktor in metallischen Ringresonatoren; ein Wellenleitermodus mit höherem Q-Faktor in einer Wellenleiterschicht unterdrückt die Resonanzen in einer periodischen Struktur über der Wellenleiterschicht. Einige Wissenschaftler integrierten steuerbare Substanzen in das Design, um all-optisches Tuning von EIT oder aktives elektronisches Steuern von EIT zu realisieren. In den meisten Designs, insbesondere bei metallischen Metamaterialien, sind Antennen mit unterschiedlichen Moden immer getrennt; sie interagieren miteinander durch Nahfeldkopplung.

Ein Metall hat im Terahertz-Band eine hohe elektrische Leitfähigkeit. Zudem wird eine metallische Metamaterialstruktur bei Anregung der Resonanz einem Oberflächenplasmon ausgesetzt, und gleichzeitig wird ein Oberflächenleitstrom induziert, was leitende Kopplung möglich macht. Hier schlagen wir ein Design vor, bei dem verschiedene Resonatoren über Oberflächenströme interagieren. Wir schlagen ein leitend gekoppeltes Terahertz-Metall-Metamaterial vor, bei dem helle und dunkle Modus-Antennen in Form einer gabelartigen Struktur verbunden sind, um ein Analogon von EIT zu realisieren.

Methoden/Experimentell

Abbildung 1 zeigt das Design des vorgeschlagenen leitend gekoppelten Terahertz-Metamaterials. Die Struktur ist ein periodisches gabelartiges Array, gebildet durch Verbinden von Aluminium-Stabresonatoren und Aluminium-SRRs.

Die Perioden der Einheitszellen sind in sowohl x- als auch y-Richtung gleich; P_x = P_y = 150 μm. Die Länge des quadratischen SRR beträgt a = 45 μm. Der Spalt zwischen den beiden SRRs beträgt S = 30 μm. Der Schlitzspalt des SRR beträgt g = 10 μm. Die Länge des Aluminiumstabs beträgt L = 65 μm. Die Linienstärke der Aluminiumstreifen und SRRs beträgt w = 8 μm. Das Substrat besteht aus Polyethylenterephthalat (PET). Für alle Simulationen wurden entsprechende Vollewellen-Simulationen mit CST Microwave Studios durchgeführt (das Metall war Aluminium mit einer Leitfähigkeit von 3,56 × 10⁷ S/m, und die Permittivität des PET-Substrats beträgt 3,2). Die Dicke der Aluminiumstruktur wurde in der Simulation auf 150 nm gesetzt. Wir nahmen an, dass das einfallende Licht eine ebene Welle ist, die in entgegengesetzter Richtung der z-Achse propagiert. Die elektrischen und magnetischen Felder des einfallenden Lichts sind entlang der y- bzw. x-Achse polarisiert.

Für das Experiment verwendeten wir den gekauften Verbund aus PET-Aluminiumfolie als Rohmaterial. Diese Art kommerzieller Aluminiumfolie ist sehr billig und wird oft in gängigen Lebensmittelverpackungen verwendet. Lithografie (Laser-Direktbeschriftung) und Nassätzen wurden in der Fertigung eingesetzt. Im Vergleich zu konventionellen Mikro-/Nanofertigungstechniken bietet die Laser-Direktbeschriftungstechnik mehrere deutliche Vorteile, wie maskenloses designbares Verarbeiten, einfache Integration mit gegebenen Geräten und Machbarkeit von 3D-Strukturierungsfähigkeiten. Da das PET-Substrat aufgrund seiner Dicke von ca. 20 μm sehr weich ist, gaben wir zunächst etwas flüchtige Flüssigkeit auf ein flaches und sauberes Quarzsubstrat, legten dann den PET-Aluminiumfolien-Verbund flach auf das Quarzsubstrat und entfernten die Luft zwischen dem Verbundmaterial und dem Quarzsubstrat. Nach Verdunstung der Flüssigkeit haftet der flache Verbund fest auf der Oberfläche des Quarzsubstrats; dies ist praktisch für die nachfolgenden Spin-on-Photoresist- und Photolithografieprozesse.

Nach der Fertigung des Metamaterials wurde es vorsichtig vom Quarzsubstrat entfernt für die folgende Prüfung. Terahertz-Zeitbereichsspektroskopie (THz-TDS) wurde dann verwendet, um die komplexen Transmissionskoeffizienten der Proben bei normaler Einfall für y-Polarisationseinfall zu messen. Das flexible Material, gezeigt in Abb. 2, ist das gefertigte Metamaterial-Probenstück, in dem der scheinbar transparente mittlere Teil ein 60 × 80 periodisches Array ist. Das mikroskopische Bild der gefertigten leitend gekoppelten Struktur ist auch im Inset gezeigt. Die obige Methode bietet eine Referenz für die Fertigung von Mikrostrukturen auf einem flexiblen Material zur Realisierung eines flexiblen Geräts.

Ergebnisse und Diskussion

Abbildung 3 zeigt die simulierten und gemessenen Frequenzspektren des leitend gekoppelten Terahertz-Metall-Metamaterials, angezeigt durch eine schwarze durchgezogene Linie und eine blaue gepunktete Linie. Ein mikroskopisches Bild der Struktur ist daneben gezeigt. Die gemessene Kurve und das Simulationsergebnis stimmen gut überein. Das gefertigte Metamaterial zeigt einen Transmissionspeak bei ca. 0,76 THz. Der gemessene EIT-Peak liegt im Bereich von ca. 0,15–0,45, was niedriger ist als der aus der Simulation bestimmte (0,7). Nach dem Verhältnis der zentralen Frequenz des Transmissionspeaks zur vollen Breite bei halber Maximalkraft (FWHM) beträgt der Q-Faktor des simulierten Spektrums 17,5, was im experimentellen Ergebnis auf ca. 12 abfällt aufgrund von Verlusten und Messgenauigkeit. Andererseits, um das leitend gekoppelte Terahertz-Metamaterial mit konventionellen Strukturen zu vergleichen, bei denen der metallische Stabresonator und die metallischen SRRs über Nahfeldkopplung interagieren, fertigten und testeten wir eine Probe, bei der der Stabresonator von den SRRs getrennt ist. Abbildung 3 zeigt auch die simulierten und gemessenen Frequenzspektren der konventionellen Struktur, angezeigt durch eine rote durchgezogene Linie und eine rosa gepunktete Linie. Für die konventionelle getrennte Struktur tritt weder EIT-Phänomen noch Resonanz im Frequenzbereich von 0,5–1 THz auf. Durch Vergleich finden wir, dass der Mechanismus unseres leitenden EIT-Metamaterials sich von dem der konventionellen getrennten Struktur unterscheidet.

Obwohl die experimentellen Ergebnisse weitgehend mit den Simulationsergebnissen übereinstimmen, gibt es einige geringfügige Unterschiede. Wir analysierten und simulierten die Auswirkungen verschiedener Parameter auf die Ergebnisse, wie in Abb. 4 gezeigt.

Zunächst besteht die Metamaterialstruktur aus Aluminium. Es ist bekannt, dass die Aluminiumoberfläche dazu neigt, einen dichten Oxidfilm zu bilden, was die Leitfähigkeit der Struktur verringert und den leitenden Kopplungseffekt der Struktur schwächt. Der Einfluss der Leitfähigkeit auf das Metamaterial-EIT-Phänomen ist in Abb. 4a dargestellt. Mit abnehmender Leitfähigkeit (von 3,56 × 10⁷ S/m auf 3,56 × 10⁵ S/m) nimmt die EIT-Amplitude signifikant ab, und die Frequenz verschiebt sich leicht von 0,76 auf 0,72 THz. Zudem wurde die Größe der gefertigten Metamaterialien mit einem Mikroskop gemessen. Es stellte sich heraus, dass es einige Unterschiede zwischen der Größe der gefertigten Struktur und den Parametersetzungen im Simulationsprozess gibt. Hier listen wir einige offensichtliche Unterschiede auf: die Linienstärke der Aluminiumstreifen und SRRs, w, (6,5–7,5 μm) ist dünner als der entworfene Wert (8 μm), und die Länge des quadratischen SRR, a, (43–41 μm) ist kleiner als der entworfene Wert (45 μm), die Länge des Aluminiumstabs, L, (61–62 μm) ist kürzer als der entworfene Wert (65 μm). Die Einflüsse von w, a und L auf den EIT-Effekt sind in Abb. 4b, c, d dargestellt. Wie in Abb. 4b gezeigt, nimmt mit abnehmendem w die Frequenz des EIT-Phänomens ab. Da der Parameter w sowohl die SRRs als auch die Metallstabstruktur betrifft, verursacht die Änderung dieses Parameters die Verschiebung der Absorptionsfrequenz und der Transmissionsfrequenz des EIT. Während in Abb. 4c, d, mit abnehmendem a und L der Transmissionspeak und der Absorptionsbereich des EIT-Phänomens jeweils einen Blauverschiebung erfahren, d. h., die Frequenz steigt. Die Kombination all dieser Unterschiede in Experiment und Simulation führte letztlich zum Unterschied zwischen dem tatsächlich gemessenen Spektrum und dem simulierten Spektrum. Darüber hinaus kann aus der Frequenzverschiebung des Absorptionsbereichs und des Transmissionspeaks, verursacht durch die Parameteränderung in Abb. 4, auch geschlossen werden, dass obwohl die hellen und dunklen Modus-Antennen in der Struktur integriert sind, es auch strenge Anforderungen an die Größe beider Antennen gibt, um diese beiden Modusfrequenzen aufeinander abzustimmen.

Um den EIT-Bildungsmechanismus des leitenden Metamaterials weiter zu analysieren, simulierten wir eine Oberflächenstrom- und elektrische Feldverteilung bei der EIT-Peak-Frequenz (0,76 THz) und bei den Transmissionsdips (0,71 und 0,81 THz), wie auf der linken und rechten Seite von Abb. 5 gezeigt. Wie in Abb. 5a gezeigt, fließt der Oberflächenstrom vom äußeren metallischen Arm der SRRs zum Stabresonator. Dies ist konsistent mit der Polarisationsrichtung des einfallenden elektrischen Feldes, d. h., von einem Ende zum anderen entlang der y-Achse mit hin- und herschwingender Oszillation, was eine typische LSP-Resonanz zeigt.

Abbildung 5b zeigt die Oberflächenstromverteilung bei der EIT-Frequenz (0,76 THz). Der Wirbel-Oberflächenstrom ist hauptsächlich an den SRRs konzentriert, was eine fundamentale LC-Resonanz und LSP-Resonanzunterdrückung anzeigt. Beim zweiten Transmissionsdip bei höherer Frequenz (0,81 THz) ist die Oberflächenstromverteilung von einem Ende zum anderen entlang der y-Achsenrichtung, was eine LSP-Resonanz anzeigt, wie in Abb. 5c gezeigt. Allerdings fließt der Oberflächenstrom durch den inneren metallischen Arm der SRRs. Im Vergleich zum Pfad in Abb. 5a ist der Leitpfad des Oberflächenstroms in Abb. 5c kürzer, was einer kürzeren Resonanzwellenlänge und einer höheren Resonanzfrequenz entspricht. Abb. 5e, d und f zeigen die elektrischen Feldverteilungen bei den Frequenzen des EIT-Transmissionspeaks und der beiden Transmissionsdips neben dem EIT-Peak. In Abb. 5e ist die elektrische Feldenergie hauptsächlich an den Spalten der SRRs konzentriert, während in Abb. 5d und f die elektrische Feldenergie hauptsächlich an den beiden Enden der Struktur konzentriert ist. Diese Phänomene entsprechen ihren jeweiligen Oberflächenstromverteilungen.

Tatsächlich kann die Erzeugung dieser LC-Resonanz (dunkler Modus) auch aus Schaltungskenntnissen erklärt werden. Wenn die LSP-Resonanz (heller Modus) angeregt wird, oszilliert der Oberflächenstrom hin und her entlang der y-Achse. Wenn der Strom zum Punkt fließt, der den Stabresonator und die SRRs verbindet, gibt es eine Verzweigung im Leitpfad. Der Strom fließt von der Verzweigung zu den Spaltlücken der SRRs über zwei leitende Pfade. Einer der Pfade verläuft entlang des metallischen Arms außerhalb der SRRs, konsistent mit der Flussrichtung des in Abb. 5a gezeigten Oberflächenstroms. Der andere verläuft über den metallischen Arm innerhalb der SRRs, wie in Abb. 5c gezeigt. Hier kann dieses Phänomen mit dem Prozess des Ladens und Entladens der Schlitze der SRRs analogisiert werden. Tatsächlich gibt es bereits Literatur, die den gekoppelten Resonator aus metallischem Stab und SRRs als RLC-Schaltung modelliert, und das Konzept der "LC-Resonanz" wird seit vielen Jahren genutzt. Der Schlitz des metallischen SRR kann als Kondensator betrachtet werden. Wenn der Oberflächenstrom auf dem metallischen Arm geleitet wird, obwohl die Leitfähigkeit des Metalls hoch ist, existiert noch etwas Widerstand. Zudem gibt es unter der hochfrequenten Oszillation elektromagnetischer Wellen eine gewisse Behinderung der schnellen Änderung des Oberflächenstroms. Das heißt, es gibt eine Induktivität. Der Widerstand und die Induktivität des metallischen Arms sind proportional zur Länge des metallischen Arms. Wenn die beiden Pfade auf der äußeren und inneren Seite nach der Verzweigung asymmetrisch sind, wie in Abb. 6a gezeigt, ist R₁ kleiner als die Summe von R₂ und R₃, und L₁ ist kleiner als die Summe von L₂ und L₃. So sind beim Laden und Entladen von C₁ die Geschwindigkeiten auf den beiden Pfaden immer unterschiedlich, was zu einer Potentialdifferenz am Spaltspalt der SRRs führt. Dies entspricht einer zusätzlichen elektrischen Anregung, die an den Spaltlücken der SRRs angelegt wird, und ist auch ähnlich einer externen elektromagnetischen Feldanregung, die an die SRRs mit einem elektrischen Feld angelegt wird, das entlang des Spaltspalts polarisiert ist. Es ist bekannt, dass der LC-Resonanzmodus in einem SRR angeregt würde, wenn das einfallende elektrische Feld entlang des Spaltspalts polarisiert ist.

Wenn jedoch die Punkte, die den Stabresonator und die SRRs verbinden, auf der vertikalen Mittellinie der SRRs liegen, wie in Abb. 6b gezeigt, sind die beiden Pfade auf der äußeren und inneren Seite nach der Verzweigung symmetrisch. In diesem Fall gilt R₁' = R₃', L₁' = L₃'. Daher ist die Geschwindigkeit des Ladens und Entladens entlang der beiden Pfade immer gleich, und es entsteht keine Potentialdifferenz.

Um die obige Vermutung zu verifizieren, entwarfen und fertigten wir ein weiteres Metamaterial, bei dem die Punkte, die den Stabresonator und die SRRs verbinden, auf der vertikalen Mittellinie der SRRs liegen. Somit kann die Länge der beiden Leitpfade, d. h., die Ströme fließen entlang des metallischen Arms außerhalb oder innerhalb der SRRs, gleich sein. Abb. 7a zeigt die simulierten und gemessenen Spektren dieses Metamaterials. Ein mikroskopisches Bild der Struktur ist ebenfalls daneben eingefügt. Sowohl die simulierten als auch die experimentellen Ergebnisse zeigen, dass in diesem Frequenzbereich nur Resonanz auftritt. Obwohl die experimentell gemessene Resonanzfrequenz (ca. 0,85 THz) einige Abweichung von der simulierten Resonanzfrequenz (ca. 0,87 THz) aufweist, was hauptsächlich auf experimentelle Fehler zurückzuführen ist, stimmen die gemessene Kurve und das Simulationsergebnis gut überein. Abb. 7b zeigt die Oberflächenstromverteilung, wenn die Resonanz dieser Struktur induziert wird, und zeigt eine typische LSP-Resonanz. Da die Abstände der beiden Leitpfade gleich sind, ist auch die Potentialreduktion durch die beiden Pfade gleich; es wird keine Potentialdifferenz an den Spaltlücken erzeugt; daher können LC-Resonanz und Analogon von EIT-Phänomen nicht gebildet werden.

Was die Frequenz dieser LSP-Resonanz (0,87 THz) betrifft, ist sie höher als die der vorherigen Struktur. Das liegt daran, dass in der aktuellen Struktur der Oberflächenstrom durch zwei Leitpfade fließen kann. Dies entspricht einer Parallelschaltung, bei der Widerstand und Induktivität kleiner sind als die eines einzelnen Zweigs. Dies ist der gleiche Effekt wie das Durchlaufen eines kürzeren Leitpfads. Der Leitpfad wird kürzer, die Resonanzwellenlänge wird kleiner, und die Resonanzfrequenz wird höher.

Wir simulierten auch den Einfluss der Asymmetrie der beiden Leitpfade auf das EIT-Phänomen; die Ergebnisse sind in Abb. 8 dargestellt. Wenn der Verbindungspunkt des Stabresonators und der SRRs nach oben bewegt wird, wie in Abb. 8a gezeigt, nimmt die Amplitude des Transmissionspeaks entsprechend zu.

In Abb. 8b, wenn der mittlere Verbindungsstab gebogen wird, was die Bewegung des Verbindungspunkts nach außen vorbereitet, wird die Frequenz des Absorptionsbereichs des EIT mit zunehmendem Biegewinkel höher. Wenn der Biegewinkel zunimmt, werden mehr Teile des Leitpfads parallel geschaltet, d. h., der Leitpfad wird breiter, was dem gleichen Effekt entspricht wie das Durchlaufen eines kürzeren Leitpfads. Der Leitpfad wird kürzer, die Resonanzwellenlänge wird kleiner, und die Resonanzfrequenz wird höher. Dies erklärt auch, warum die Resonanzfrequenz in Abb. 7 höher ist als in Abb. 3. In Abb. 8c, wenn der Verbindungspunkt nach außen bewegt wird, nimmt die Asymmetrie ab, die Lade- und Entladegeschwindigkeiten von C₁ entlang der beiden Pfade tendieren dazu, gleich zu werden; die Potentialdifferenz wird kleiner, und die Intensität des dunklen Modus wird allmählich schwächer, was zum Rückgang des EIT-Transmissionspeaks führt. Dies spiegelt auch wider, dass je größer der Unterschied zwischen den beiden Pfaden entlang der SSR nach der Verzweigung vom Verbindungspunkt, desto stärker der EIT-Effekt.

Wir trennten auch die leitende Metamaterial-EIT-Struktur und untersuchten sie separat. 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-Achse polarisiert ist. Abb. 9d zeigt die Oberflächenstromverteilung, wenn die Resonanz dieser Struktur induziert wird; dies ist ähnlich der in Abb. 5a gezeigten Verteilung.

Obwohl die Richtung unterschiedlich ist, wird der Gesamttrend im Oberflächenstrom als gleich betrachtet, weil das einfallende elektromagnetische Feld hin und her oszilliert. Abb. 9b zeigt die Spektren der SRR-Kombination unter Einfalllichtanregung mit unterschiedlichen Polarisationen. Wenn das elektrische Feld senkrecht zur Richtung des Spaltspalts polarisiert ist, tritt keine Resonanz im Bereich 0,5–1 THz auf, und die Transmission bleibt auf hohem Niveau. Wenn das elektrische Feld parallel zu den Spalten der SRRs polarisiert ist, wird eine Resonanz bei 0,78 THz erzeugt. Abb. 9e zeigt die Oberflächenstromverteilung, wenn diese Resonanz angeregt wird. Der Oberflächenstrom zirkuliert hin und her auf der Oberfläche der SRRs, ähnlich der Verteilung in Abb. 5b. Allerdings ist die Flussrichtung der beiden Wirbel-Oberflächenströme in Abb. 5b spiegelsymmetrisch zur y-Achse, während die Wirbel-Oberflächenströme in Abb. 9e in dieselbe Richtung zeigen. Dies liegt daran, dass in Abb. 9e die Resonanzen der beiden SRRs durch dasselbe elektrische Feld induziert werden. Daher ist die Richtung des Wirbel-Oberflächenstroms gleich. In Abb. 5b jedoch sind sowohl die Struktur des vorgeschlagenen Metamaterials als auch die Richtungen der an den Spaltlücken der beiden SRRs erzeugten Potentialdifferenz spiegelsymmetrisch zur y-Achse, was die angeregte Oberflächenstromverteilung ebenfalls spiegelsymmetrisch zur y-Achse macht. Der Frequenzunterschied (0,76 THz vs. 0,78 THz) kann darauf zurückgeführt werden, dass der Wirbel-Oberflächenstrom im leitenden Metamaterial nicht streng nur in den SRRs verteilt ist, und die Verlängerung im Leitpfad zu einer Erhöhung der Resonanzwellenlänge führt, wodurch die Frequenz des EIT-Peaks (0,76 THz) leicht 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 der y-Achse angeregten elektrischen Feld. Abb. 9f zeigt die Oberflächenstromverteilung, wenn die Resonanz dieser Struktur induziert wird, und zeigt eine typische LSP-Resonanz. Die Resonanzen der oben genannten Komponenten entsprechen den Bedingungen des niedrigfrequenten Transmissionsdips, des EIT-Transmissionspeaks und des hochfrequenten Dips.

Fazit

Zusammenfassend schlugen wir ein leitend gekoppeltes Terahertz-Metall-EIT-Metamaterial vor, bei dem helle und dunkle Modus-Antennen in Form einer gabelartigen Struktur verbunden sind. Aluminiumfolie, die sehr billig und oft in Lebensmittelverpackungen verwendet wird, wird zur Herstellung unserer Metamaterialien verwendet. Numerische und experimentelle Analysen wurden durchgeführt, um seinen Mechanismus zu analysieren. Der Oberflächenstrom aufgrund der LSP-Resonanz (heller Modus) fließt entlang verschiedener Pfade. Aufgrund der Asymmetrie des Verbindungspunkts bezüglich des Spaltspalts des SRR wird eine Potentialdifferenz an den Lücken der SRRs erzeugt. Dies entspricht einer externen elektromagnetischen Feldanregung mit dem elektrischen Feld, das entlang des Spaltspalts polarisiert ist. Damit wird eine LC-Resonanz (dunkler Modus) induziert, und der helle Modus wird unterdrückt, was zu EIT führt. Die vorgeschlagene Struktur interagiert über leitende Oberflächenströme. Dies kann neue Ideen für das strukturelle Design von EIT-Metamaterialien liefern. Zudem kann der Prozess der Herstellung von Mikrostrukturen auf flexiblen Substraten als Referenz für die zukünftige Produktion flexibler Mikrostrukturen dienen.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle Daten sind vollständig ohne Einschränkung verfügbar.

Abkürzungen

EIT:

Elektromagnetisch induzierte Transparenz

LC:

Induktiv-kapazitiv

SRRs:

Split-Ring-Resonatoren

LSP:

Lokalisierter Oberflächenplasmon

Q-Faktor:

Qualitätsfaktor

PET:

Polyethylenterephthalat

THz-TDS:

Terahertz-Zeitbereichsspektroskopie