Metassuperfícies plasmônicas opticamente ativas com base na hibridização de acoplamento In-Plane e Out-of-Plane Coupling

Resumo

Metassuperfícies plasmônicas têm atraído muita atenção nos últimos anos devido a muitas perspectivas promissoras de aplicações, como comutação de polarização, aumento do campo elétrico local (FE), absorção quase perfeita, detecção, dispositivos de luz lenta e nanoantenas. No entanto, muitos problemas nessas aplicações, como apenas velocidades de comutação gigahertz de interruptores eletro-ópticos, fator de baixa qualidade (Q) de ressonâncias plasmônicas e figura de mérito relativamente baixa (FOM) de detecção, limitam severamente o desenvolvimento posterior da metassuperfície plasmônica . Além disso, trabalhando como nanoantenas, também é um desafio realizar FE elétrica local superior a 100 e absorção quase perfeita acima de 99%. Aqui, usando método de elemento finito e métodos de domínio de tempo de diferença finita, respectivamente, relatamos em primeiro lugar uma nova metassuperfície plasmônica opticamente sintonizável com base na hibridização de acoplamento de campo próximo no plano e acoplamento de campo próximo fora do plano, que fornece uma boa solução para esses problemas graves e urgentes. Um fenômeno físico de transparência induzida eletromagneticamente é obtido pela interferência destrutiva entre dois modos de plasmon. Ao mesmo tempo, picos de absorção perfeitos ultra-nítidos com fator Q ultra-alto (221,43) são alcançados em torno de 1550 nm, o que pode levar a um FOM ultra-alto (214,29) na aplicação de detecção. Particularmente, usando CdO dopado com índio, esta metassuperfície também é primeiramente demonstrada como um polarizador reflexivo óptico de femtossegundo na região do infravermelho próximo, possuindo uma razão de extinção de polarização ultra-alta. Enquanto isso, operando como nanoantenas, esta metassuperfície atinge FE elétrica local simultaneamente forte (| E _loc | / | E ₀ |> 100) e uma absorção quase perfeita acima de 99,9% pela primeira vez, o que beneficiará uma ampla gama de aplicações, incluindo separação fotocatalítica de água e absorção infravermelha aprimorada por superfície.

Histórico

Metassuperfícies plasmônicas, como versões bidimensionais de metamateriais, têm uma ampla gama de fenômenos promissores e aplicações, incluindo comutação de polarização [1], rotador de feixe [2], ressonância Fano [3,4,5,6,7], nanoantenas [8 , 9,10], índice de refração negativo [11, 12], absorvedores quase perfeitos [13,14,15] e camuflagem de invisibilidade. Especialmente, muita atenção tem sido dada ao estudo do fenômeno de transparência induzida eletromagneticamente (EIT) e ressonância Fano com base em metassuperfícies plasmônicas devido a muitas aplicações potenciais, como espalhamento Raman intensificado por superfície (SERS) [3], absorção infravermelha aprimorada por superfície (SEIRA ) [16], detecção de índice de refração [17,18,19,20,21] e armazenamentos de informações quânticas. Os conceitos de EIT e ressonância de Fano foram originalmente descobertos no sistema quântico. EIT é obtido pela interferência destrutiva entre dois modos de plasmon no sistema clássico. Então, se a EIT for gerada quando um modo de plasmon mais estreito interfere destrutivamente com um modo de plasmon mais amplo, o espectro resultante terá uma forma de linha de Fano. Zhang et al. primeiro realizou Fano ressonância e EIT em uma nanoestrutura plasmônica com um elemento claro e escuro em um plano [22]. No entanto, para a maioria das metassuperfícies plasmônicas relatadas com base no acoplamento plasmônico no plano operando em uma região visível ou infravermelho próximo (NIR), a força de acoplamento é determinada pelo tamanho exato da lacuna entre os elementos ressonantes, mas alcançando precisão, sub-10- gaps de nm ainda são um desafio devido às limitações da tecnologia de fabricação atual [8]. Mas essas nanoestruturas dependem fortemente da minúscula distância entre as partículas, que não é favorável à produção em grandes áreas. Diferente da metassuperfície baseada no efeito de acoplamento no plano, Liu et al. demonstrou experimentalmente a EIT plasmônica usando empilhamento vertical dos elementos metamateriais pela primeira vez [23]. Posteriormente, uma série de metamateriais (ou metassuperfícies) com base no design planar ou vertical de nanoestruturas plasmônicas foram recentemente propostos e demonstraram alcançar fenômenos semelhantes à EIT e ressonâncias Fano [24,25,26,27,28,29,30,31 , 32,33,34,35]. Amin et al. demonstraram a forma de linha espectral semelhante a Fano assimétrica e uma janela EIT estreita na resposta do ressonador construído usando a moldura de ouro e o patch de grafeno em um plano [17]. No entanto, o fator de qualidade da ressonância de Fano nesta estrutura metálica é muito baixo devido às perdas ópticas no metal que causam alargamento significativo das ressonâncias plasmônicas, o que também é um problema extremamente comum em nanoestruturas plasmônicas usando metais [36,37,38, 39,40,41,42]. Até onde sabemos, os fatores Q da maioria das ressonâncias de Fano relatadas na região visível e NIR são geralmente menores que 10 [36,37,38,39,40,41,42,43]. Recentemente, Dayal et al. demonstraram uma metassuperfície metálica baseada no modo de galeria de sussurro, realizando ressonâncias Fano plasmônicas de alto Q (atingindo 79) em frequências NIR [5]. No entanto, esta ressonância Fano relatada só pode ser alcançada em um comprimento de onda específico, que também é outro problema comum que restringe seriamente os desenvolvimentos e aplicações posteriores da ressonância Fano ou fenômenos EIT. A manipulação ativa da ressonância de Fano ou janela EIT é altamente desejável para muitas aplicações práticas [19, 21, 35, 43]. Xia et al. projetou e demonstrou numericamente um sistema PIT sintonizável composto de camadas de grafeno sinusoidalmente curvas e planas, que podem evitar qualquer um dos padrões da folha de grafeno [44]. Em 2017, Yang et al. alcançou experimentalmente uma ressonância de absorção altamente controlável com fator de alta qualidade, que é inicialmente demonstrado ser uma comutação de polarização óptica de femtossegundo baseada em uma metassuperfície plasmônica em uma região do infravermelho médio [1]. Além disso, um aumento máximo do campo elétrico atingindo 41,8 também é observado neste trabalho. É desejável empregar nanoantenas plasmônicas que resultem não apenas em “pontos quentes” com um grande aumento de campo local, mas também em uma absorção quase perfeita. Embora um tremendo progresso na exploração de intensificação do campo elétrico local, aprimoramento e absorção, alcançando fortes aprimoramentos de campo elétrico local (| E _loc | / | E ₀ |> 100) e absorção quase perfeita (> 99%) simultaneamente ainda permanece um desafio, que irá beneficiar uma ampla gama de aplicações, incluindo sensores plasmônicos, separação fotocatalítica de água, SERS e SEIRA. Por outro lado, exceto para a troca de polarização relatada por Yang et al. [1], a maioria dos dispositivos seletivos de polarização tradicionais, como placas de onda e polarizadores baseados em efeitos eletro-ópticos, são estáticos ou operam apenas com velocidades de chaveamento gigahertz, que são limitadas pela eletrônica necessária [45, 46]. Assim, para os fenômenos ou aplicações do efeito EIT, ressonância Fano e nanoantenas plasmônicas com base em uma metassuperfície plasmônica, a maioria dos trabalhos relatados anteriormente geralmente sofrem destes problemas sérios e urgentes:(i) o alargamento das ressonâncias plasmônicas devido a grandes perdas ópticas em metais [5]; (ii) comprimento de onda operacional não ajustável do efeito EIT ou ressonâncias Fano [35]; (iii) o desafio de alcançar fortes melhorias no campo elétrico local (| E _loc | / | E ₀ |> 100) e absorção quase perfeita (> 99%) simultaneamente [8]; (iv) geralmente, apenas velocidades de comutação gigahertz de dispositivos seletivos de polarização operando na região visível ou NIR [1].

Neste trabalho, usando o domínio de tempo de diferenças finitas (FDTD) e o método dos elementos finitos (FEM) respectivamente, propomos e demonstramos numericamente uma metassuperfície plasmônica opticamente ativa baseada na hibridização de acoplamento no plano e acoplamento fora do plano. Neste sistema de metassuperfície, o efeito semelhante ao EIT pode ser alcançado quebrando a simetria da estrutura e o comprimento de onda operacional das viúvas EIT pode ser ajustado alterando o índice de refração da camada CdO, que pode ser opticamente controlado pelo ajuste da luz da bomba [1] Neste espectro de reflexão semelhante ao EIT, uma ressonância plasmônica de alto fator Q é obtida em um comprimento de onda de 1550 nm, que é muito maior do que os trabalhos relatados anteriormente [36,37,38,39,40,41,42,43 ] Particularmente, devido à independência de polarização da metassuperfície, esta metassuperfície plasmônica usando cádmio dopado com In também pode funcionar como um interruptor de polarização de femtossegundo para luz polarizada por TM em 1550 nm. Ao ajustar a luz da bomba, mudamos espectralmente para o vermelho as ressonâncias plasmônicas e a metassuperfície atinge uma grande profundidade de modulação da reflexão da luz TM-polarizada de 0,003 a 60%, enquanto mantém uma reflexão próxima de um para a onda TE-polarizada. Até onde sabemos, essa grande profundidade de modulação é muito maior do que os sistemas de comutação plasmônica relatados anteriormente [47,48,49,50,51,52,53,54,55]. Observe que a chave de polarização de femtossegundo é demonstrada em primeiro lugar numericamente com base na metassuperfície plasmônica por meio da hibridização de acoplamento no plano e acoplamento fora do plano. Ao mesmo tempo, esta metassuperfície pode atingir absorção quase perfeita acima de 99,9% e aumento do campo elétrico máximo atingindo 108 simultaneamente, e o forte aumento elétrico está confinado dentro de uma área circular com um diâmetro de apenas 3 nm, o que é muito benéfico para detecção de moléculas para muitas espectroscopias de superfície aprimorada. Além disso, devido à sensibilidade da mudança do índice de refração e a ressonância plasmônica ultra-nítida, esta metassuperfície também pode funcionar como um sensor de índice de refração de figura de mérito ultra-alto (FOM).

Métodos

A metassuperfície proposta é esquematicamente mostrada na Fig. 1a. A Figura 1b apresenta o corte transversal de uma célula unitária da metassuperfície com parâmetros geométricos, que consiste em dois grupos de barras de ouro e uma camada de polímero. Cada grupo tem duas barras de ouro separadas por um nanoslit. Um grupo de barras de ouro é colocado na camada de polímero e o outro grupo de barras de ouro é embutido na camada de polímero. O arranjo nanobar de ouro assimétrico é periodicamente organizado no substrato de ouro espesso com uma periodicidade de P =1395 nm. A metassuperfície proposta é iluminada por uma luz magnética transversal (TM) normalmente incidente (o componente magnético perpendicular à luz incidente). Neste cálculo, para garantir a confiabilidade e precisão dos resultados simulados, empregamos os métodos FDTD e FEM para calcular as propriedades ópticas e as distribuições do campo eletromagnético da metassuperfície proposta, respectivamente. O cálculo do FEM é executado pelo software comercial COMSOL MULTIPHYSICS. A condição de limite do período é aplicada no x direção e definimos a camada perfeitamente combinada (PML) no limite do y direção. O tamanho da malha é de 0,8 nm em ambos x e y instruções. A permissividade de Au é descrita pelo modelo de Drude, e o índice de refração do polímero é 1,5 [36, 56, 57]. O fundo da simulação é assumido no ar com n _ar =1. A absorção é dada por A =1 - R , devido a um substrato opaco de Au ( T =0) [58].

a Estrutura esquemática da metassuperfície proposta. b Seção transversal da metassuperfície plasmônica com os parâmetros geométricos

Resultados e discussão

Conforme mostrado na Fig. 2a, calculamos e representamos os espectros de reflexão e absorção da metassuperfície proposta em torno de 1550 nm na incidência normal sob luz TM-polarizada. Para o espectro de absorção, existem dois picos de absorção distintos localizados em 1550 e 1588 nm com uma eficiência de absorção quase perfeita acima de 99,9%, respectivamente. A partir do espectro de reflexão mostrado na Fig. 2b, observamos uma resposta espectral do tipo EIT desta metassuperfície nesta faixa de comprimento de onda, e os mesmos resultados dos espectros de reflexão são demonstrados usando FDTD e FEM, respectivamente. O espectro de reflexão da metassuperfície proposta sob a polarização TE (o componente elétrico perpendicular ao plano incidente) também é apresentado na Fig. 2b com uma linha preta, e a reflexão é próxima a uma indicando que não ocorre absorção nesta metassuperfície para a polarização TE. A dependência de polarização desta metassuperfície pode ser facilmente explicada pelo projeto assimétrico da metassuperfície proposta. Portanto, esta metassuperfície se acopla com eficiência para a polarização TM e permanece escura para a polarização TE.

a Espectros de absorção e reflexão da metassuperfície plasmônica mostrada na Fig. 1. b Os espectros de reflexão da metassuperfície mostrados na Fig. 1 calculados por FDTD e FEM, respectivamente. c A metassuperfície plasmônica composta por duas barras de ouro com distâncias diferentes do substrato de ouro. d Espectro de reflexão da metassuperfície plasmônica mostrada em c

Para explicar facilmente o fenômeno semelhante ao EIT da metassuperfície proposta na Fig. 2a, consideramos inicialmente uma metassuperfície relativamente simples sem nanoslit mostrada na Fig. 2c, que é composta por dois nanobares de ouro com diferentes distâncias do substrato de ouro. O espectro de reflexão desta metassuperfície sem nanoslit é calculado e representado na Fig. 2d. Claramente, uma resposta espectral do tipo EIT com uma forma de linha assimétrica emerge, o que pode ser devido ao efeito de acoplamento entre as duas barras de ouro. Em seguida, o processo de quebra de simetria (Fig. 3a-c) da estrutura é investigado para esclarecer o processo de formação subjacente da janela do tipo EIT. As variações dos espectros reflexivos com mudança ∆d são calculados e representados na Fig. 3d. Para ∆d =0, há apenas um mergulho de reflexão em torno de 1653 nm na faixa de onda de trabalho, como mostrado na Fig. 3e. Como ∆d aumenta, notamos que aparece a resposta espectral do tipo EIT com duas quedas de reflexão ( ω _Esquerda e ω _Certo ) Se aumentar ainda mais ∆d , o ω _Esquerda modo pode ser aprimorado ainda mais, e esses resultados calculados indicam que o ω _Esquerda modo pode ser muito relevante para o nanobar de ouro A. Ao mesmo tempo, com o aumento de ∆d , o comprimento de onda de ressonância de ω _Esquerda modo mostra leve desvio para o vermelho e o comprimento de onda de ressonância de ω _Certo modo permanece quase nenhuma mudança em torno de 1653 nm. Através da análise acima, a geração de fenômenos semelhantes a EIT pode ser contribuída para a assimetria da nanoestrutura. Além disso, para interpretar a ressonância plasmônica em 1395 nm nos espectros de reflexão mostrados na Fig. 3d, g, os espectros de reflexão são comparados entre a metassuperfície projetada e a estrutura de grade metálica (ver inserção da Fig. 3g). Para a estrutura de grade metálica, há também um mergulho de ressonância em 1395 nm, resultante da excitação do polariton de plasmon de superfície (SPP) de estudos relatados anteriormente [58, 59]. Assim, a ressonância plasmônica desta metassuperfície em 1395 nm é causada pela excitação de SPP.

a - c O processo de quebra de simetria da metassuperfície plasmônica mostrada na Fig. 2c. d Os espectros de reflexão da metassuperfície plasmônica com vários ∆d na faixa de comprimento de onda de 1100–1800 nm. e O espectro de reflexão da metassuperfície plasmônica com ∆d =0 na faixa de comprimento de onda de 1550–1800 nm. f Os espectros de reflexão da metassuperfície plasmônica com vários ∆d na faixa de comprimento de onda de 1550–1800 nm. g Os espectros de reflexão da metassuperfície plasmônica com vários ∆d =92 nm e toda a estrutura metálica na faixa de comprimento de onda de 1100–1800 nm, respectivamente

Em seguida, também investigamos respectivamente os espectros de reflexão da metassuperfície construída usando sistemas nanobar acoplados a filme com apenas a nanobar de ouro A e a nanobar de ouro B, como mostrado na Fig. 4a, b. Quando animado com a luz incidente TM separadamente, um modo de plasmon mais estreito ( ω _A ) está animado na metassuperfície com nanobar A de ouro e um modo de plasmon mais amplo ( ω _B ) é observado na metassuperfície com ouro nanobar B. Para ilustrar mais claramente o mecanismo físico por trás desses dois modos de plasmon, calculamos, respectivamente, as distribuições do campo magnético nessas duas quedas de reflexão, como mostrado na Fig. 4c, d. As setas vermelhas apresentam as correntes enquanto o mapa colorido apresenta a magnitude do campo magnético. Para o ω _A No modo mostrado na Fig. 4a, pode-se observar que o campo magnético está confinado à lacuna entre a nanobar A de ouro e o substrato de ouro. Além disso, as correntes antiparalelas são observadas nas interfaces metálicas internas superior e inferior. Portanto, o modo plasmon está principalmente associado à ressonância magnética causada por correntes circulantes, e a energia da luz incidente é dissipada pela perda ôhmica de metal, causando o mergulho de reflexão em ω _A modo. Então, para o ω _B modo na Fig. 4b, as correntes circulantes estão na direção oposta à das correntes do ω _A modo, que também pode excitar a ressonância magnética. Para o sistema nanobar acoplado a filme com o nanobar A de ouro e o nanobar B de ouro, o fenômeno na Fig. 5a também pode ser tratado como ressonâncias Fano duplas com duas quedas de reflexão ( ω _Esquerda e ω _Certo ) devido à forma assimétrica da linha [3]. Esta forma de linha espectral semelhante a Fano assimétrica e uma janela semelhante a EIT são obtidas a partir da interferência destrutiva entre o modo de plasmon mais estreito ( ω _A ) mostrado na Fig. 4a e o modo plasmon mais amplo ( ω _B ) mostrado na Fig. 4b. Até onde sabemos, as ressonâncias de Fano são observadas pela primeira vez em matrizes estruturadas artificialmente de ressonadores com a mesma forma e posições assimétricas.

a Espectro de reflexão da metassuperfície plasmônica com apenas o nanobar de ouro A. b Espectro de reflexão da metassuperfície plasmônica com apenas o ouro nanobar B. c Distribuições de campo magnético calculado H da metassuperfície em comprimentos de onda ressonantes de ω _A modo. d Distribuições de campo magnético calculado H da metassuperfície em comprimentos de onda ressonantes de ω _B modo. (A espessura do ouro A e do ouro B é 92 nm; a largura do ouro A e do ouro B é 92 nm; a espessura do polímero é 110 nm; o período é 1395 nm)

a Espectro de reflexão da metassuperfície plasmônica mostrada na Fig. 2. b , c Distribuições de campo magnético calculado H da metassuperfície em comprimentos de onda ressonantes do ω _Esquerda modo e ω _Certo modo, respectivamente. d , e Distribuições de campo elétrico calculado (| E _loc | / | E ₀ |) da metassuperfície em comprimentos de onda ressonantes do ω _Esquerda modo e ω _Certo modo, respectivamente

Para explorar ainda mais o mecanismo físico por trás dessas duas ressonâncias plasmônicas ( ω _Esquerda e ω _Certo ) mostrado na Fig. 4c, o campo magnético H e o campo elétrico | E _loc | / | E ₀ | distribuições nos comprimentos de onda dessas duas ressonâncias são calculadas e representadas na Fig. 5. Por um lado, de acordo com a Fig. 5b, c, os campos magnéticos estão localizados principalmente na camada dielétrica entre as nanobares de ouro e o substrato de ouro, que é a principal característica do acoplamento fora do plano entre as barras de ouro e o substrato de Au. Claramente, diferentes distribuições de campo são observadas para essas duas ressonâncias excitadas em dois picos de absorção. Para o ω _Esquerda modo, o campo magnético está localizado na lacuna entre a nanobar A de ouro e o substrato de ouro, indicando que o ω _Esquerda modo está intimamente relacionado ao acoplamento fora do plano entre a nanobar A de ouro e o substrato de ouro, que é semelhante, mas não igual ao campo magnético do ω _A modo na Fig. 4c devido ao acoplamento entre o ω _A modo e ω _B modo. Para o ω _Certo modo, o campo magnético está localizado no nanogap entre a nanobar B de ouro e o substrato. Portanto, o ω _Certo O modo é principalmente contribuído para o acoplamento fora do plano entre a nanobar B de ouro e o substrato de ouro. Por outro lado, os campos elétricos são fortemente realçados e localizados em uma área ultra-pequena nas bordas das barras de ouro. Então, exceto para os fenômenos físicos de EIT, esta metassuperfície também pode ser tratada como nanoantenas plasmônicas (PNs), confinando as luzes incidentes do espaço livre na região de subcomprimento de onda com o aumento de campo local, que é uma pesquisa muito importante e fundamental para sistemas nanofotônicos. Aqui, o fator | E _loc | / | E ₀ | é definido para avaliar o desempenho de aprimoramentos de campo elétrico local de PNs. Conforme mostrado na Fig. 5d, e, os aprimoramentos do campo elétrico local da metassuperfície podem chegar a 75. No entanto, embora os aprimoramentos do campo elétrico local sejam alcançados usando sistemas nanobar acoplados a filme, de acordo com a Figura 4c, ainda há um considerável quantidade de trabalho a ser feito para realizar uma absorção quase perfeita, o que resulta em uma pequena profundidade de modulação. A partir de pesquisas anteriores [8], sabemos que alcançar um grande aumento de campo elétrico local e uma absorção quase perfeita irá beneficiar uma ampla gama de aplicações, incluindo sensores plasmônicos, separação fotocatalítica de água, SERS e SEIRA. Além disso, essa estrutura de metassuperfície mostra uma largura de linha relativamente mais ampla. Como o fator Q da ressonância plasmônica é definido como Q =λ / largura total na metade do máximo (FWHM), uma ressonância mais ampla levará a uma ressonância plasmônica Q inferior. Portanto, a ampla FWHM e a pequena profundidade de modulação dessas ressonâncias podem dificultar aplicações, como detecção de índice de refração, comutação de polarização e desaceleração da luz, onde uma resposta espectral nítida é desejada.

Para realizar simultaneamente grande aumento de campo elétrico local, absorção quase perfeita e ressonância de alto fator Q, aqui apresentamos o conceito de hibridização de acoplamento de plasmon fora do plano e acoplamento de plasmon no plano neste trabalho. Claramente, em comparação com a metassuperfície nanobar acoplada a filme com base no acoplamento fora do plano, esta metassuperfície proposta na Fig. 1 tem propriedades de absorção superiores, como mostrado na Fig. 2. Particularmente, o FWHM da ressonância plasmônica em 1550 nm é de 7 nm , resultando em um fator Q (Q = λ / FWHM =1550 nm / 7 nm) de 221,43, que é muito maior do que os trabalhos relatados anteriormente [36,37,38,39,40,41,42]. Em seguida, a fim de obter mais informações físicas sobre as ressonâncias de Fano de alto Q e a absorção perfeita decorrente da metassuperfície original na Fig. 1, traçamos a distribuição simulada do campo magnético e elétrico em comprimentos de onda de ressonância de 1550 nm ( ω ₁ ) e 1588 nm ( ω ₂ ), como mostrado na Fig. 6. Claramente, o campo magnético está localizado principalmente na lacuna entre a barra de ouro e o substrato de ouro, e parte do campo magnético é propagado para a nanopreção entre duas nanobares de ouro. Diferente do campo elétrico resultante apenas do acoplamento fora do plano, conforme mostrado na Fig. 5d, e, o campo elétrico desta metassuperfície proposta também está fortemente localizado dentro de uma área ultrapequena entre as duas barras de ouro de acordo com a Fig. 6c, d, que significa o forte acoplamento de plasmon de superfície localizada (LSP) entre as duas nanobares de ouro. A Figura 6c mostra que o aumento máximo do campo elétrico no comprimento de onda ressonante pode atingir até 108, cerca de 1,4 vezes em comparação com a única metassuperfície acoplada a filme mostrada na Fig. 5d, que é muito maior do que aqueles das nanoantenas relatadas anteriormente [21 , 60,61,62,63,64,65]. Particularmente, podemos observar claramente que o “ponto quente” ultrapequeno caracterizado pelo forte realce elétrico está confinado dentro de uma área circular com um diâmetro de apenas 3 nm. Assim, esses sistemas de metassuperfície hibridizados mostraram ter simultaneamente absorção superior, grande realce elétrico local e pequena resolução lateral, que são muito úteis para sondar as propriedades precisas de moléculas individuais para muitas espectroscopias de superfície aprimorada, devido à sua capacidade de suportar ambos os acoplamentos LSP e fora do plano.

a , b Distribuições de campo magnético calculadas H da metassuperfície em comprimentos de onda ressonantes de 1550 e 1588 nm, respectivamente. c , d Distribuições de campo elétrico calculado (| E _loc | / | E ₀ |) da metassuperfície em comprimentos de onda ressonantes de 1550 e 1588 nm, respectivamente

A partir dos resultados da análise na Fig. 2b, sabemos que a metassuperfície acopla eficientemente para a polarização TM e permanece escura para a polarização TE, devido ao projeto assimétrico, que tem uma aplicação potencial na troca de polarização. Então, considerando que o índice de refração de PVA (poli (álcool vinílico) pode ser alterado com a alteração da potência da bomba [36, 56, 57], o comprimento de onda operacional das ressonâncias plasmônicas geralmente pode ser alterado variando o índice de refração da camada dielétrica. Em seguida, a Fig. 7a, b ilustra que a metassuperfície proposta pode de fato funcionar como uma chave de polarização, que é baseada em um polarizador reflexivo contendo uma ressonância sintonizável para a luz TM-polarizada, alterando o índice de refração de PVA. Claramente, como mostrado na Fig. . 7b, sem um estímulo externo, a luz TM polarizada é completamente absorvida no comprimento de onda de 1550 nm (estado "desligado") e esta metassuperfície pode refletir completamente a luz TM polarizada no comprimento de onda de 1565 nm (estado "ligado") . Com um estímulo externo, a ressonância Fano para a onda TM polarizada é deslocada para 1565 nm (estado "desligado"), e esta metassuperfície torna-se completamente reflexiva para a luz TM polarizada em 1550 nm (estado "ligado"). na Fig. 7b, esta metassuperfície pode real ize uma mudança de valor de reflexão de 0,009 a 98% em 1550 nm, e essa grande profundidade de modulação é muito maior do que os sistemas de comutação plasmônica relatados anteriormente. Por outro lado, de acordo com a Fig. 7b, o reflexo da luz incidente permanece próximo a um com e sem o estímulo externo para a polarização TE (estado “ligado”). Portanto, esta metassuperfície pode realizar uma chave de polarização para luz TM-polarizada com base em um polarizador reflexivo com uma razão de extinção de 11.000 ( R _TE / R _TM =0,99 / 0,00009 =11.000) a 1550 nm. Também damos um cálculo sobre o efeito do ângulo de polarização φ nos espectros de reflexão, como mostrado na Fig. 7c. Claramente, o desempenho de absorção irá deteriorar gradualmente nos comprimentos de onda ressonantes com o aumento de φ , o que pode ser explicado por que o campo elétrico incidente E pode ser decomposto em luz polarizada TE e TM e a luz polarizada TE é refletida. Com base nos resultados calculados na Fig. 7c, as polarizações de saída projetadas da metassuperfície, com e sem uma bomba, em 1550 e 1588 nm são plotadas na Fig. 7d.

a Estrutura esquemática da metassuperfície proposta com bomba de luz. b Os espectros de reflexão da metassuperfície proposta com luz incidente polarizada TM e TE, com e sem luz de bombeamento. c Os espectros de reflexão da metassuperfície proposta com vários ângulos de polarização. d As polarizações de saída projetadas da metassuperfície, com e sem uma bomba, em 1550 e 1588 nm

O CdO dopado é um tipo de material plasmônico opticamente sintonizável, e a chave de polarização de femtossegundo operando a 2,8 μm com base no filme de CdO fotoexcitado foi demonstrada experimentalmente na literatura recente [1]. A fim de melhorar ainda mais a capacidade de sintonia de nossa estrutura EIT, investigamos as propriedades ópticas da metassuperfície proposta usando CdO [1]. A estrutura esquemática da metassuperfície baseada em CdO com parâmetros geométricos é representada na Fig. 8a. O índice de refração de MgO e CdO é obtido nas referências [1, 66], respectivamente. De acordo com a Fig. 8b, mostramos os espectros de reflexão com e sem bomba em torno de 1568 nm. No estado estático “ligado”, a metassuperfície proposta é um polarizador que reflete a onda TE polarizada e absorve completamente a onda TM polarizada no comprimento de onda de 1568 nm. No estado estático "desligado", a metassuperfície proposta torna-se reflexiva para ambas as polarizações TM e TE a 1568 nm, e a ressonância para a onda polarizada por TM é deslocada para 1581 nm, devido à mudança do índice de refração do CdO dopado com um estímulo externo. Particularmente, este polarizador reflexivo pode atingir uma grande taxa de extinção em 1568 nm para luz TM polarizada devido ao R extremamente baixo _min mostrado na Fig. 8b. A enorme taxa de extinção da metassuperfície baseada em CdO a torna uma boa plataforma para o controle de polarização ativa. Observe que, o índice de refração do CdO pode ser ajustado mudando a potência da bomba, que também pode realizar o controle ativo do comprimento de onda operacional do efeito do tipo EIT. Além disso, podemos descobrir que a luz da bomba não tem influência sobre os outros materiais (incluindo ouro, MgO), o que foi demonstrado por experimentos nessas referências [1, 36, 56, 57].

a Schematic structure of the CdO-based metasurface with pump light. b The reflection spectra of the CdO-based metasurface with TM- and TE-polarized incident light, with and without pump light

Besides, for the sensitivity of refractive index from the above analysis, the proposed metasurface also can be applied to detect the change of refractive index of surrounding environment. In many previously reported works about refractive index sensing, the light intensity of reflection/transmission wave is usually measured when the surrounding refractive index is variable with a specific operating wavelength. Then, to demonstrate the sensing property of this metasurface, Fig. 9 presents that the double plasmonic resonances are red-shifted with the increasing of surrounding refractive index changes. With the variation of the surrounding refractive index, the sensitivity(S) can reach S = 1500 nm/RIU. Then, the FWHM of the reflection dip at ω₁ and ω₂ is 7 and 7.5 nm respectively, which indicate that this metasurface can operate as an ultra-high FOM(S/FWHM₁  = 214.29) refractive index sensor in the near infrared region. The FOM = 214.29 is much higher than those of most previously reported plasmonic refractive index sensor [58, 67,68,69,70].

a Reflection spectra of the proposed metasurface with varying refractive index of surrounding environment. b Resonant wavelengths of the proposed metasurface as a function of the surrounding refractive index

Conclusões

In this work, a novel optically tunable hybridized metasurface is proposed and exploited to generate the EIT-like phenomena around 1550 nm, which hybridizes the in-plane near-field coupling between gold nanobars and the out-of-plane near-field between gold nanobars and substrate. For the traditional design of EIT-like metamaterials, two different shaped resonators, in planar or vertical arrangement, are working as bright mode and dark mode respectively, which can induce EIT effect by bright-dark mode coupling. However, in this structure, the two individual bright modes mainly result from the two same shaped resonators with different positions, which is neither a planar structure nor a vertical structure. The resulting two fundamental plasmon modes of the hybridized system are also investigated in detail. By introducing indium-doped CdO, the operating wavelength of the EIT-like phenomenon can be tuned optically. At the same time, this metasurface is firstly demonstrated to be a femtosecond polarization switch for TM-polarized light at 1550 nm, which can realize an extinction ratio (R _TE / R _TM ) much higher than that of previously reported polarization switches. Besides, operating as plasmonic nanoantennas, this metasurface also achieves a strong local field enhancement (|E _loc |/|E ₀ |> 100) and a near-perfect absorption (> 99%) simultaneously. Owing to these above advantages, this proposed metasurface is a promising candidate for femtosecond polarization switching, plasmonic nanoantennas, and high FOM refractive index sensor.

Abreviações

EIT:

Electromagnetically induced transparency

FDTD:

Domínio do tempo de diferença finita

FE:

Field enhancement

FEM:

Método do elemento finito

FOM:

Figure of merit

FWHM:

Largura total pela metade no máximo

PML:

Perfectly matched layer

SEIRA:

Surface-enhanced infrared absorption

SERS:

Surface-enhanced Raman scattering

Superresfriamento de água controlado por nanopartículas e ultrassom Projeto de um absorvedor Terahertz de banda ultralarga ajustável com base em múltiplas camadas de fitas de grafeno