Hochleistungs-Plasmonischer Chiraler Metasurface-Absorber mit Doppellagiger Verdrehter Halbkreis-Nanostruktur für Selektive Zirkulare Polarisation

Zusammenfassung

In dieser Arbeit präsentieren wir einen plasmonischen chiralen Metasurface-Absorber (CMSA), der eine hochselektive Absorption für rechts- und linkszirkular polarisiertes Licht (RCP, „+“, und LCP, „−“) im optischen Frequenzbereich erreicht. Der CMSA besteht aus einem dielektrischen Substrat, das mit einer doppelschichtigen vierfach verdrehten Halbkreis-Metallnanostruktur beschichtet ist. Der vorgeschlagene CMSA weist ein starkes selektives Absorptionsband auf, wobei die Absorptionsmaxima für LCP- und RCP-Licht bei unterschiedlichen Resonanzfrequenzen auftreten, was die Existenz eines signifikanten Zirkulardichroismus (CD) Effekts belegt. Es wird gezeigt, dass die Absorption des CMSA 93,2 % für LCP-Licht und 91,6 % für RCP-Licht erreichen kann, wobei die maximale CD-Amplitude 0,85 und 0,91 bei etwa 288,5 THz bzw. 404 THz beträgt. Der Mechanismus der starken chiroptischen Antwort des CMSA wird anhand der elektrischen Feldverteilungen der Elementarzellen-Nanostruktur veranschaulicht. Darüber hinaus wird der Einfluss der Geometrie des vorgeschlagenen CMSA auf die Charakterisierung der zirkularpolarisationsselektiven Absorption systematisch untersucht.

Einleitung

Chiralität, als allgegenwärtiges Phänomen, das sich auf eine geometrische Eigenschaft eines Objekts bezieht, das keiner Inversions- oder Spiegelbene-Symmetrie besitzt, bleibt für Wissenschaft und Technik stets relevant [1, 2]. Chiralen Medien liegen meist in zwei enantiomorphen Formen vor, die spiegelbildlich symmetrisch und nicht durch einfache Translation oder Rotation auf ihr Spiegelbild übertragbar sind, und sie zeigen stets unterschiedliche Reaktionen auf rechts- und linkszirkular polarisiertes (RCP, „+“, und LCP, „−“) Licht [1]. Der Zirkulardichroismus (CD) von zirkular polarisiertem (CP) Licht, der aus chiralen Medien resultiert, ist eine der einzigartigsten chiroptischen Eigenschaften. Der CD-Effekt bezieht sich auf die unterschiedliche Reaktion von RCP- und LCP-Licht in chiralen Medien, was breite Anwendungsperspektiven in Biologie, Medizin, Chemie sowie polarisationsbezogenen optoelektronischen Geräten eröffnet [3,4,5]. Der CD-Effekt natürlicher Materialien ist jedoch eher schwach, was seine praktische Anwendung stark behindert. Metasurfaces, als Unterklasse von Metamaterialien, die aus ein- oder wenigen-lagigen planaren Strukturen bestehen, zeigen großes Potenzial für die beliebige Manipulation elektromagnetischer (EM) Wellen oder Licht [6,7,8,9,10]. Insbesondere chirale Metasurfaces (CMS) können chirale optische Effekte um mehrere Größenordnungen verstärken.

CMSs haben seit ihrer Entdeckung enormes Interesse geweckt, da sie exotische EM-Eigenschaften wie negativen Brechungsindex und optische Aktivität [11, 12], asymmetrische Transmission [13, 14], riesigen CD-Effekt [15,16,17], Polarisationumwandlung [18, 19] und Wellenfrontmanipulation [20, 21] aufweisen können. Seitdem wurden verschiedene CMS-Strukturen (wie Spaltringe, Spiralen, Gammadionen, L-förmige Strukturen usw.) vorgeschlagen, um hocheffiziente chirale-selektive Felderhöhung für LCP- oder RCP-Licht zu erreichen [22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32,33]. Die meisten bisherigen CMS-Designs konzentrierten sich jedoch auf die Leistung der Chiralität in Transmission, während der Reflexion/Absorption für CP-Lichter, die in ingenieurtechnischen Anwendungen ebenso wichtig sind, weit weniger Aufmerksamkeit geschenkt wurde. Es ist bekannt, dass die meisten bisherigen Absorber-Designs auf linear polarisiertes Licht angewendet werden, während Designs für CP-Lichter selten untersucht wurden. Tatsächlich könnten CMSs auch zur Konstruktion neuartiger Absorber für CP-Lichter verwendet werden [25, 26, 29,30,31,32,33]. Zum Beispiel schlug Li et al. [25] einen ultradünnen Absorber basierend auf L-förmigen Drähten vor, der nur LCP-Wellen im Mikrowellenbereich dämpfen kann. Wang et al. [29] demonstrierten, dass ein chiraler Metamirror fast das gesamte LCP-Licht reflektieren, das RCP-Licht jedoch im Infrarotbereich vollständig absorbieren kann. Tang et al. [30] schlugen einen Absorber mit ŋ-förmigen Resonatoren vor, der im sichtbaren Bereich selektive Absorption für verschiedene CP-Lichter erreichen kann. Anschließend wurden nahinfrarote chirale Absorber mit plasmonischen Metasurfaces vorgeschlagen und demonstriert, die LCP- oder RCP-Licht selektiv absorbieren können. Die Absorption der meisten CMSs liegt jedoch unter 90 %. Daher ist ein effektives Design eines chiralen Metasurface-Absorbers (CMSA) mit hoher selektiver Absorption äußerst wünschenswert.

In dieser Arbeit präsentieren wir einen hocheffizienten CMSA basierend auf einer doppelschichtigen vierfach verdrehten Halbkreis-Nanostruktur, der im Nahinfrarot- und sichtbaren Bereich arbeitet. Ein solcher CMSA kann für unterschiedlich händige CP-Lichter bei unterschiedlichen Resonanzfrequenzen eine Absorption von über 90 % selektiv erreichen. Aufgrund der starken selektiven Absorption des vorgeschlagenen CMSA kann ein hoher CD-Wert von etwa 0,9 realisiert werden. Der physikalische Mechanismus, der der selektiven Absorption für verschiedene CP-Lichter zugrunde liegt, wurde detailliert anhand elektrischer Feldverteilungen analysiert. Darüber hinaus wurden die Einflüsse der geometrischen Parameter der Elementarzelle auf die selektive Absorption systematisch untersucht. Es kann vernünftigerweise angenommen werden, dass die Ergebnisse dieser Arbeit das Design von CMSAs mit starker Absorption und CD-Effekt für viele praktische Anwendungen wie thermische Absorber, optische Kommunikationsgeräte, Photodetektoren, optische Filter, Bildgebung und Hologramme leiten können.

Elementarzellen-Design

Abbildung 1 zeigt das schematische Diagramm des vorgeschlagenen CMSA, der aus einem periodischen Array mit verdrehten Halbkreis-Nanostrukturen besteht. Die vierfach verdrehten Halbkreis-Nanostrukturen auf jeder Seite des dielektrischen Substrats sind so positioniert, dass jede um 90° gegenüber ihrem Nachbarn gedreht ist, und die untere Halbkreis-Nanostruktur ist ebenfalls um 90° gegenüber der oberen gedreht, wie in Abb. 1b gezeigt. Ähnlich wie bei früheren Designs [32] sind die oberen vier Halbkreis-Nanostrukturen durch Kupferzylinder mit den unteren verbunden, wobei der Radius des Kupferzylinders der Drahtbreite des Halbkreises entspricht, was die leitende Kopplung erhöht. Die verdrehte Halbkreis-Nanostruktur kann als gekoppeltes Resonatorsystem betrachtet werden, bei dem die starken chiralen Antworten aus der elektrischen und magnetischen induktiven Kopplung zwischen den beiden verdrehten verbundenen Halbkreisen resultieren [34, 35]. Diese einfache verdrehte Halbkreis-Nanostruktur mit Spiegel symmetrien ist in den oberen und unteren Schichten so gestaltet, dass der vorgeschlagene CMSA die Chiralität verstärken kann.

Die gesamte Elementarzelle des vorgeschlagenen CMSA weist eine vierfache Rotations-Symmetrie (C₄) für die Lichtausbreitungsrichtung auf. Das dielektrische Substrat in der Mittelschicht besteht aus einem verlustfreien dielektrischen MgF₂ mit einer relativen Permittivität von 1,9. Die chiralen Metallnanostrukturen wurden als Gold ausgewählt, und die Materialparameter können durch das Drude-Modell [36] beschrieben werden. Die optimierten Strukturparameter der Elementarzelle sind: 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 periodisch entlang der x- und y-Achse mit Perioden von 600 nm, um Beugung zu vermeiden, wenn die Einfalllichtfrequenz 500 THz erreicht. Zur Verifizierung der Effizienz des vorgeschlagenen CMSA wurden vollwellige Hochfrequenz-EM-Simulationen basierend auf der Finite-Elemente-Methode (FEM) mit dem Frequenzbereichs-Solver in CST Microwave Studio durchgeführt. Sobald die CMSA-Elementarzellen-Nanostruktur, geeignete Randbedingungen, Maschengröße und Frequenzbereich angemessen eingestellt wurden, konnte die Frequenzbereichs-Simulation gestartet werden.

Ergebnisse und Diskussion

Die simulierten Ko-Polarisations-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 Resonanzmoden (Mode 1 und Mode 2) konnten eindeutig bei Frequenzen von f₁ = 288,5 THz und f₂ = 404 THz beobachtet werden. Man kann beobachten, dass der Ko-Polarisations-Reflexionskoeffizient r₊₊(ω) für RCP und r_{− −}(ω) für LCP-Licht gleich sind; beide sind im gesamten interessierenden Frequenzbereich kleiner als 0,4. Zusätzlich nehmen die Beträge von r₊₊(ω) und r_{− −}(ω) an den Resonanzen auf etwa 0,15 ab, was die Impedanzanpassung zwischen dem CMSA und dem Freiraum für sowohl RCP- als auch LCP-Licht anzeigt. Man kann auch sehen, dass die Ko-Polarisations-Transmissionskoeffizienten t₊₊(ω) für RCP und t_{− −}(ω) für LCP-Licht an den Resonanzen aufgrund der chiralen Natur des vorgeschlagenen CMSA signifikant unterschiedlich sind. Um den unteren Frequenzpunkt f₁ herum beträgt der Betrag von t₊₊(ω) für RCP-Licht etwa 0,93, was viel höher ist als t_{− −}(ω) für LCP-Licht mit nur etwa 0,075. Um den höheren Frequenzpunkt f₂ herum sinkt der Betrag von t₊₊(ω) für RCP-Licht auf einen Minimalwert von 0,018, während t_{− −}(ω) für LCP auf einen Maximalwert von etwa 0,92 ansteigt. Das bedeutet, dass nur das einfallende RCP-Licht bei der niedrigeren Frequenz ausgewählt durch den CMSA passieren kann, während das LCP-Licht verboten ist. Bei der höheren Frequenz f₂ kehrt sich die Bedingung vollständig um: nur das einfallende LCP-Licht kann passieren, während das RCP-Licht extrem stark unterdrückt wird. Somit führen die chiralen Selektionsphänomene des CMSA zu unterschiedlichen Absorptionen für RCP- und LCP-Licht, was die Existenz eines hocheffizienten selektiven Absorptions- und riesigen CD-Effekts an den Resonanzen impliziert.

Abbildung 2b zeigt die Absorptionsspektren (A₊(ω), A₋(ω)) für sowohl einfallendes LCP- als auch RCP-Licht. Man kann beobachten, dass die Absorption für LCP- und RCP-Licht maximale Werte von etwa 93,2 % und 91,6 % erreicht, während die für RCP- und LCP-Licht auf nur etwa 8,7 % und 4,8 % an den oben genannten beiden Resonanzen abfällt. Offensichtlich zeigt der vorgeschlagene CMSA eine starke Absorption von LCP-Licht und einen eher hohen Transmissionsgrad für RCP-Licht um die niedrigere Frequenz f₁, während sich die Bedingung bei der höheren Resonanzfrequenz f₂ vollständig umkehrt. Das bedeutet, dass der vorgeschlagene CMSA eine selektive Absorption für zwei CP-Lichter mit bestimmter Händigkeit aufweist, während er das andere an unterschiedlichen Resonanzen reflektiert. Darüber hinaus ist hervorzuheben, dass der CMSA zwei starke Absorptionsfrequenzbänder mit nur einer einzigen chiralen Nanostruktur aufweist und im Vergleich zu früheren chiralen Absorbern mit einem isolierten Absorptionsband, deren Anpassung an verschiedene CP-Lichter stark von unterschiedlichen Geometriegrößen abhängt [25, 26, 29, 31,32,33], vernünftigerweise überlegen ist. Daher kann die entworfene chirale Nanostruktur als perfekter LCP-Lichtabsorber bei der niedrigeren Frequenz und als perfekter RCP-Lichtabsorber bei der höheren Frequenz dienen. Es sei angemerkt, dass die selektive Absorptionsleistung des vorgeschlagenen CMSA mit zunehmenden Einfallswinkel (schräger Einfall) abnimmt, was auf höhere Multipol-Plasmonresonanzen zurückzuführen ist (nicht gezeigt). Darüber hinaus kann gefolgert werden, dass die hohe chirale-selektive Absorption für CP-Lichter zu einem riesigen CD-Effekt im vorgeschlagenen CMSA führt.

Der Unterschied in Absorption oder Transmission zwischen LCP- und RCP-Licht kann durch den CD-Parameter Δ charakterisiert werden. Abbildung 3a zeigt das CD-Spektrum des CMSA, wobei die Hauptpeaks des CD-Parameters bei den beiden Resonanzfrequenzen etwa 0,85 und 0,91 betragen; was viel größer ist als bei 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 angewendet werden. Um die CP-Reinheit des CMSA als Zirkularpolarisator weiter zu untersuchen, geben wir den Elliptizitätswinkel η und den Polarisationazimut-Drehwinkel θ an, wie in Abb. 3b gezeigt. Man findet, dass der Wert von η etwa 40,4° und −43,9° beträgt, während der Wert von θ an den niedrigeren und höheren Frequenzen etwa 0° beträgt. Das bedeutet, dass die transmittierten Lichter nach dem Durchgang durch die CMSA-Platte an den beiden Resonanzfrequenzen ausgeprägte RCP- und LCP-Eigenschaften aufweisen. Es sei angemerkt, dass dieser CMSA-basierte Zirkularpolarisator mit höherer CP-Reinheit für beliebige Polarisationslichter gültig ist, aufgrund der hohen C₄-Symmetrie der Elementarzelle. Daher kann vernünftigerweise angenommen werden, dass ein homogener Zirkularpolarisator mit unserer entworfenen chiralen Nanostruktur realisiert werden könnte.

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 den chiralen Parameter Re(κ) mit einem Standard-Retrieval-Verfahren aus den Transmissions- und Reflexionskoeffizienten von CP-Lichtern [43, 44] extrahiert, wie in Abb. 4a, b gezeigt. Es ist klar, dass zwei Resonanzen, die mit der starken Chiralität zusammenhängen, im entworfenen CMSA auftreten. Die niedrigere Frequenzresonanz tritt um 288,5 THz auf, während die höhere bei 404 THz liegt, was mit den charakteristischen Frequenzen der selektiven Absorption und CD-Peaks konsistent ist. Wie in Abb. 4a gezeigt, ist Re(n) negativ mit maximalen Beträgen von −2,3 und −1,1, und Re(κ) erreicht maximale Beträge von 6,4 und −5,1 um die beiden oben genannten Resonanzfrequenzen. Es ist klar, dass der chirale Parameter κ auch zur negativen Brechung von RCP- und LCP-Licht beiträgt. Die starke Chiralität kann den Brechungsindex des RCP/LCP-Lichts aufgrund der Relation n_± = n ± κ leicht negativ werden lassen. Daher ist, wie in Abb. 4b gezeigt, Re(n₋) für LCP-Licht und Re(n₊) für RCP-Licht negativ von 286,2 THz bis 291 THz und von 400,2 THz bis 404 THz. Zusätzlich erreichen Re(n₋) und Re(n₊) maximale negative Werte von −8,6 und −6,3 an den beiden oben genannten Resonanzen. Dies zeigt, dass die hohe selektive Absorption sowie der riesige CD-Effekt des vorgeschlagenen CMSA mit der negativen Brechungseigenschaft von LCP- und RCP-Licht assoziiert sind.

Um den Ursprung der selektiven Absorption, die mit dem riesigen CD-Effekt des vorgeschlagenen CMSA assoziiert ist, weiter zu enthüllen, wurden die elektrischen Feldverteilungen (E_z) der Elementarzelle, angeregt durch RCP- und LCP-Licht bei 288,5 THz und 404 THz, untersucht. Es ist bekannt, dass die Anregung von Oberflächenplasmonenresonanzen oszillierende Dipolfelder erzeugt, da die Halbkreis-Nanostruktur im Vergleich zur Einfallwellenlänge der verschiedenen CP-Lichter kleine Durchmesser aufweist [45,46,47,48]. Wenn RCP- oder LCP-Licht auf die Halbkreis-Nanostruktur trifft, kann vernünftigerweise angenommen werden, dass die selektive Absorption und der riesige CD-Effekt im vorgeschlagenen CMSA entstehen und infolgedessen zu unterschiedlichen Verteilungen der elektrischen und magnetischen Feldkomponenten in jeder Schicht führen [48,49,50,51,52,53].

Abbildung 5 zeigt die elektrischen Feldverteilungen (E_z) des vorgeschlagenen CMSA, angeregt durch RCP- und LCP-Licht bei unterschiedlichen Resonanzfrequenzen. Die detaillierten Darstellungen der elektrischen Feldverteilungen (E_z) auf den Halbkreis-Nanostrukturen zeigen deutlich die Natur jedes Oberflächenplasmonenmodus [54]. Die roten und blauen Bereiche auf den Halbkreis-Nanostrukturen der oberen und unteren Schichten stellen die positiven und negativen Ladungsakkumulationen unter RCP- und LCP-Lichtanregung dar. Die positiven und negativen Ladungen sind getrennt und hauptsächlich an den Ecken jeder Halbkreis-Nanostruktur akkumuliert, was wie eine elektrische Dipoloszillation wirkt. Man kann beobachten, dass die elektrische Dipolleistung viel stärker ist als die magnetische in der entworfenen Halbkreis-Nanostruktur, was die Vorherrschaft elektrischer Dipoloszillationen offenbart. Die selektive Absorption und der riesige CD-Effekt, die an den Resonanzen erzeugt werden, sind auf den offensichtlichen Dipolleistungsunterschied unter LCP- und RCP-Anregung zurückzuführen. Hier wurde eine vereinfachte Methode mit äquivalenten elektrischen Dipolmomenten angewendet, die die Ladungsschwingungen der vier Halbkreis-Nanostrukturen in jeder Schicht als eine Dipolschwingung betrachtet [48,49,50]. Gemäß der Born-Kuhn-Theorie [47, 48] wird der Modus, der aus zwei Dipolen mit derselben elektrischen Feldrichtung hybridisiert ist, als Bindungsmodus bezeichnet, während der andere, der aus zwei Dipolen mit 90° oder gekreuzter Richtung hybridisiert ist, als Antibindungsmodus bezeichnet. Wie in Abb. 5a1, b1 gezeigt, zeigen unter RCP-Lichtbeleuchtung bei der Resonanzfrequenz f₁ = 288,5 THz die elektrischen Dipolfelder in der oberen und unteren Schicht gekreuzte Richtungen und bilden einen Antibindungsmodus, was folglich zu einer hohen Transmission von RCP-Licht gemäß dem Born-Kuhn-Modell führt. Wie in Abb. 5c1, d1 gezeigt, kann unter LCP-Lichtbeleuchtung die elektrische Feldverteilung des CMSA als Hybrid aus dem Bindungsmodus zwischen der oberen und unteren Schicht betrachtet werden, der aus zwei äquivalenten elektrischen Dipolmomenten mit derselben Richtung besteht, was zu einem hohen Absorptionsniveau von LCP-Licht führt. Daher verursachen die Bindungs- und Antibindungsmodi unterschiedliche Resonanzenergien und unterschiedliche Transmission und Absorption von chiralen Nanostrukturen bei der niedrigeren Frequenz unter LCP- und RCP-Lichtbeleuchtung (siehe Abb. 2). Wie in Abb. 5a2, b2, c2, d2 gezeigt, zeigen unter RCP- und LCP-Lichtbeleuchtung bei der Resonanzfrequenz f₂ = 404 THz die elektrischen Dipolfelder in der oberen und unteren Schicht dieselben Richtungen (Bindungsmodus) und gekreuzte Richtungen (Antibindungsmodus) jeweils, was folglich zu einem hohen Absorptionsniveau für RCP-Licht und hoher Transmission für LCP-Licht führt. Daher kann man sehen, dass die selektive Absorption und der CD-Effekt an zwei unterschiedlichen Frequenzen hauptsächlich auf die Bindungs- und Antibindungsmodi zurückzuführen sind, die durch hybride Kopplung der elektrischen Dipolmomente der oberen und unteren Schicht induziert werden.

Im Folgenden untersuchen wir die Einflüsse der geometrischen Parameter der Elementarzelle auf die Absorptionseigenschaften des vorgeschlagenen CMSA. Abbildung 6 zeigt die simulierten Absorptionsspektren für LCP- und RCP-Licht sowie die 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 wettbewerbsfähig 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, wobei jeweils ein Parameter geändert wird.

Zunächst wurden Halbkreis-Nanostrukturen mit unterschiedlichen r (r = 65 nm, 70 nm, 75 nm, und 80 nm) berechnet, während die anderen Parameter festgehalten wurden, wie in Abb. 6a1, a2 gezeigt. Wenn r erhöht wird, nehmen die Resonanzfrequenzen f₋ für LCP und f₊ für RCP-Licht allmählich ab, was durch die äquivalente LC-Resonanzschwingkreis-Theorie [55, 56] interpretiert werden kann. Die Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) für sowohl LCP- als auch RCP-Lichtbeleuchtung können als \(f_{ \mp } = \frac{1}{{2\pi \sqrt {LC} }}\) ausgedrückt werden, wobei die äquivalente Kapazität C und Induktivität L hauptsächlich durch die geometrischen Parameter des vorgeschlagenen CMSA bestimmt werden. L wird mit der Erhöhung von r zunehmen, was zu einer Abnahme der Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) führt. Zusätzlich zeigt Abb. 6a1, dass bei Erhöhung von r die Absorption des LCP-Lichts allmählich abnimmt, während die des RCP-Lichts nahezu unverändert bleibt. Abbildung 6b1, b2 zeigt die Absorptionsspektren von LCP- und RCP-Licht bei Änderung von w von 30 auf 45 nm in 5-nm-Schritten, während die anderen Parameter unverändert bleiben. Man sieht, dass die Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) für sowohl LCP- als auch RCP-Licht allmählich mit der Erhöhung von w zunehmen. Offensichtlich ist der Anstieg der Resonanzfrequenzen hauptsächlich auf die Abnahme von C zurückzuführen. Die Absorption des LCP-Lichts wird zunächst zunehmen und dann leicht abnehmen, während die des RCP-Lichts allmählich abnimmt, wenn w erhöht wird, wie in Abb. 6b2 gezeigt. Wie in Abb. 6c1, c2 dargestellt, präsentieren wir die Absorptionsspektren und Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) von LCP- und RCP-Licht mit variierendem t_m von 20 auf 50 nm in 10-nm-Schritten bei festen anderen Parametern. Es gibt ähnliche Fälle wie bei der Änderung von w: wenn t_m erhöht wird, steigt die Resonanzfrequenz (f₋) für LCP-Licht signifikant an, und die für RCP-Licht leicht. In diesem Fall wird L mit der Erhöhung von t_m abnehmen, was zu einem Anstieg der Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) führt. Zusätzlich werden die Absorptionen sowohl von LCP- als auch RCP-Licht zunächst zunehmen und dann abnehmen, wenn t_m erhöht wird, wie in Abb. 6c2 gezeigt. Schließlich illustrieren wir die Absorptionsspektren und Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) für sowohl LCP- als auch RCP-Licht mit unterschiedlichen t_s (t_s = 110 nm, 120 nm, 130 nm, und 140 nm), während die anderen Parameter unverändert bleiben, wie in Abb. 6d1, d2 gezeigt. Man kann beobachten, dass bei Erhöhung von t_s die Absorption des LCP allmählich zunimmt, während die des RCP-Lichts leicht abnimmt, wie in Abb. 6d1 gezeigt. Zusätzlich nehmen die Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) für sowohl LCP- als auch RCP-Licht allmählich ab, wenn t_s erhöht wird, wie in Abb. 6d2 gezeigt. In diesem Fall wird C zunehmen, wenn t_s erhöht wird, was zu einer Abnahme der Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) führt. Es kann geschlossen werden, dass die Resonanzfrequenzen (f₋, f₊) und der Absorptionsgrad für sowohl RCP- als auch LCP-Licht empfindlich auf die geometrischen Parameter der Elementarzelle der entworfenen chiralen Nanostruktur reagieren. Daher können die selektiven Absorptionseigenschaften des vorgeschlagenen CMSA dynamisch durch Variation der Strukturparameter angepasst werden.

Fazit

Zusammenfassend wurde ein CMSA basierend auf einer doppelschichtigen vierfach verdrehten Halbkreis-Nanostruktur vorgeschlagen, um eine nahezu perfekte chirale-selektive Absorption für RCP- und LCP-Licht sowie einen riesigen CD-Effekt sowohl im Nahinfrarot- als auch im sichtbaren Bereich zu erreichen. Die Simulationsergebnisse zeigen, dass die chirale-selektive Absorption für sowohl RCP- als auch LCP-Licht mehr als 90 % beträgt, und die CD-Amplitude 0,91 erreichen kann. Laut den extrahierten effektiven EM-Parametern sind die Absorption und der CD-Effekt bei der niedrigeren Frequenz beide mit den negativen Brechungseigenschaften des LCP-Lichts assoziiert, während der Fall der höheren Frequenz das RCP-Licht betrifft. Die elektrischen Feldverteilungen zeigen, dass die chiral-selektiven Absorptionseigenschaften und der riesige CD-Effekt des CMSA hauptsächlich aus den Bindungs- und Antibindungsmodi resultieren, die durch hybride Kopplung der elektrischen Dipolmomente der oberen und unteren Schicht induziert werden. Darüber hinaus können die Resonanzfrequenzen und der chiral-selektive Absorptionsgrad des CMSA durch Änderung der geometrischen Parameter der Elementarzelle abgestimmt werden. Daher kann vernünftigerweise geschlossen werden, dass das Design des CMSA vielversprechend für zukünftige Anwendungen in optischen Filtern, chiraler Bildgebung, Zirkularpolarisatoren, Detektion und optischer Kommunikation ist.

Numerische Methodik

FEM-Simulationen: Vollwellige EM-Simulationen wurden basierend auf der Finite-Elemente-Methode (FEM) durchgeführt. In der Simulation werden die elektrischen Eigenschaften von Gold durch das Drude-Modell [36] beschrieben:

$$\varepsilon_{{{\text{Au}}}} = {1} - \omega_{p}^{{2}} /\omega \left( {\omega + i\gamma } \right)$$ (1)

wobei ω_p = 1,37 × 10¹⁶ rad/s die Plasmenfrequenz und γ = 8,04 × 10¹³ rad/s die Kollisionsfrequenz von Gold im optischen Frequenzbereich ist. In der Simulation wurde die Elementarzellen-Randbedingung entlang der x- und y-Achse angewendet und die beiden CP-Eigenlichter direkt verwendet. Breitbandige CP-Lichter dienen als Anregungsquellen und durchlaufen die Elementarzelle der entworfenen chiralen Nanostruktur normal von der −z- zur +z-Richtung. Dann können Reflexions- und Transmissionskoeffizienten sowohl für LCP- als auch RCP-Licht erhalten werden. Allgemein kann die Absorption, bezeichnet als A₋(ω)/A₊(ω) für LCP/RCP-Licht, wie folgt ausgedrückt werden [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. Die Ko-Polarisations-Transmissionskoeffizienten t_{− −}(ω) sind für LCP und t₊₊(ω) für RCP-Licht, während r_{− −}(ω) und r₊₊(ω) die Ko-Polarisations-Reflexionskoeffizienten sind. Es sei angemerkt, dass die Kreuzpolarisations-Transmissionskoeffizienten (t₊₋(ω), t₋₊(ω)) und Reflexionskoeffizienten (r₊₋(ω), r₋₊(ω)) für LCP- und RCP-Licht klein genug sind, um vernachlässigt zu werden (< 0,01), aufgrund der hohen C₄-Symmetrie der Elementarzelle der entworfenen chiralen Nanostruktur. Zusätzlich wird der CD-Effekt durch die selektive Absorption der beiden CP-Lichter induziert, was ausgedrückt werden kann als: △ =|t₊₊(ω)| − |t_{− −}(ω)| [14, 29]. Die Elliptizität und optische Aktivität sind wichtige Parameter zur Bewertung der Chiralität der entworfenen chiralen Nanostruktur. Die Elliptizität charakterisiert den Polarisationszustand der transmittierten Lichter der chiralen Nanostruktur, beschrieben durch den Elliptizitätswinkel η = arctan[(|t₊₊(ω)| − |t_{− −}(ω)|) / (|t₊₊(ω)| +|t_{− −}(ω)|)]. Die optische Aktivität repräsentiert die Drehung der Polarisationsebene eines transmittierten linear polarisierten Lichts relativ zum einfallenden, beschrieben durch den Polarisationazimut-Drehwinkel θ = [arg(t₊₊(ω)) − arg(t_{− −}(ω))]/2.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

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

Abkürzungen

CMS:

Chirale Metasurface

CMSA:

Chiraler Metasurface-Absorber

RCP:

Rechtszirkular polarisiert

LCP:

Linkszirkular polarisiert

CD:

Zirkulardichroismus

EM:

Elektromagnetisch

CP:

Zirkular polarisiert

Verbesserte Schwachlichtempfindlichkeit: Endkontaktierte InAsSb-Nanodraht-Array-Photodetektoren Kobaltphosphid-Nanopartikel: Ein Robuster Elektrokatalysator für Sensitives, Enzymfreies Wasserstoffperoxid-Nachweis