Absorvedor perfeito de banda ultra-estreita e sua aplicação como sensor plasmônico na região visível

Resumo

Nós propomos e investigamos numericamente um absorvedor de banda ultra-estreita perfeito com uma largura de banda de absorção de apenas 1,82 nm e uma eficiência de absorção superior a 95% na região do visível. Demonstramos que a absorção de banda ultra-estreita perfeita é atribuída ao efeito de acoplamento induzido pela ressonância plasmônica de superfície localizada. A influência das dimensões estruturais no desempenho óptico também é investigada, e a estrutura ótima é obtida com a refletividade extremamente baixa (0,001) do mergulho de ressonância. O absorvedor perfeito pode ser operado como um sensor de índice de refração com uma sensibilidade em torno de 425 nm / RIU e a figura de mérito (FOM) chegando a 233,5, o que melhora muito a precisão dos sensores plasmônicos na região visível. Além disso, a figura de mérito correspondente (FOM *) para este sensor também é calculada para descrever o desempenho da detecção de mudança de intensidade em uma frequência fixa, que pode ser de até 1,4 × 10 ⁵ . Devido ao alto desempenho de sensoriamento, a estrutura do metamaterial tem grande potencial na ligação biológica, fotodetectores integrados, aplicações químicas e assim por diante.

Histórico

Nos últimos anos, metamateriais plasmônicos baseados na ressonância plasmônica de superfície localizada (LSPR) obtiveram avanços significativos devido às suas propriedades eletromagnéticas e aplicações promissoras, como os ressonadores monopolo [1,2,3,4,5,6,7,8] , o aumento da transmissão de luz [9,10,11,12,13] e os sensores plasmônicos [14,15,16,17,18,19,20,21]. Para um absorvedor de metamaterial, é vantajoso aumentar a absorção de ondas eletromagnéticas, enquanto as perdas ópticas intrínsecas de metais precisam ser cuidadosamente consideradas no projeto de outros dispositivos. O primeiro absorvedor de metamaterial perfeito é proposto e demonstrado por Landy [22]. Posteriormente, absorvedores de metamateriais perfeitos foram desenvolvidos rapidamente [23,24,25,26,27,28,29,30,31], que podem ser geralmente classificados como absorvedores de banda estreita e absorvedores de banda larga de acordo com seus diferentes requisitos de aplicação. Geralmente, os absorvedores de banda larga podem ser usados no coletor de energia, enquanto os absorvedores de banda estreita são usados em sensores e fotodetectores monocromáticos.

Em aplicações de detecção, o sensor de índice de refração plasmônica baseado em absorvedores de banda estreita tem atraído muita atenção. Até o momento, muitos tipos diferentes de sensores de índice de refração plasmônica trabalhando na região de infravermelho e terahertz foram relatados, incluindo microcavidades híbridas [32, 33], nanodiscos [34], metassuperfície do tipo rede [24], grade de metal [28] e assim por diante [35,36,37]. Observe que, em comparação com os sensores plasmônicos trabalhando na região do infravermelho, terahertz e micro-ondas, os sensores que operam na banda visível podem perceber uma periodicidade menor da estrutura do metamaterial, o que pode melhorar a utilização desses dispositivos em muitas aplicações práticas, como química e biologia [38]. Infelizmente, os sensores de índice de refração plasmônica publicados anteriormente na região visível geralmente têm um FOM comparativamente baixo, o que dificultará muito seu futuro desenvolvimento e aplicação. Em estudos teóricos, em 2015, Zhou et al. teoricamente propôs um sensor de índice de refração na região visível usando as estruturas de grade de metal de sub comprimento de onda com um S de 300 nm / RIU, mas o FOM é apenas 2 [28]. Liu et al. projetou um sensor multiespectral com nanocavidades plasmônicas de comprimento sub-onda profundo e demonstrou um FOM de 58 [34]. Com os esforços de Liu et al., Um sensor de índice de refração com FWHM mínimo atingindo 3 nm e FOM de 68,57 foi obtido via estrutura plasmônica com metassuperfície do tipo rede [24]. Em estudos experimentais, em 2014, Emiko e Tetsu demonstraram experimentalmente um sensor LSPR baseado em uma única estrutura nanostar de Au com um S de 665 nm / RIU e um FWHM de até 40 nm [39]. Cho et al. relataram uma demonstração experimental de um sensor de índice de refração plasmônica com o S atingindo 378 nm / RIU [40]. Tanto na teoria quanto na experiência, muitos pesquisadores têm feito grandes esforços para melhorar o FOM do sensor de índice de refração operando na região visível. No entanto, ainda é um grande desafio projetar um sensor de índice de refração plasmônica com alto FOM na região visível, o que limita severamente suas aplicações.

Para sensores, é muito significativo aumentar o FOM. Por exemplo, no campo biológico, um FOM maior do sensor de índice de refração significa um desempenho mais forte na detecção de moléculas. O FOM do sensor neste trabalho pode chegar a 233,5, que é muito maior do que o sensor de índice de refração plasmônica publicado na região visível [24, 28, 34]. O sensor plasmônico é baseado na estrutura periódica metal-dielétrico-metal (MDM). Então, a estrutura também pode operar como um absorvedor plasmônico de banda ultra-estreita perfeita com uma eficiência de absorção acima de 95% e um FWHM de apenas 1,82 nm na região visível. Também investigamos as influências das dimensões da estrutura e dos parâmetros do material nas propriedades ópticas do metamaterial. Além disso, demonstramos que, em comparação com as estruturas de MDM comuns, o uso de nanofitas triangulares na estrutura é útil para melhorar o desempenho de absorção. E, entretanto, os mecanismos de absorção também são investigados e analisados em detalhe. Considerando a fabricação da estrutura proposta, as nanofitas triangulares podem ser fabricadas por diversos métodos, como litografia de feixe eletrônico [41], moldagem [42] e litografia de impressão [43]. Espera-se que nosso trabalho seja um guia para o projeto de um sensor plasmônico.

Métodos

A Figura 1 ilustra a seção transversal de uma célula unitária para a estrutura de metamaterial proposta. A estrutura consiste em duas nanofitas de ouro em uma fina camada de ouro imprensada entre a camada dielétrica e o substrato, e há uma nanofita de ouro triangular entre as nanofitas de ouro. Em nossa simulação, a permissividade do ouro é caracterizada pelo modelo Drude. O dielétrico da camada intermediária e o substrato são definidos como NaF ( n =1.3) e MgF ₂ ( n =1,4), respectivamente. Usamos o método bidimensional de diferença finita no domínio do tempo (FDTD) para calcular a transmissão e reflexão da estrutura proposta e a absorção de toda a estrutura é definida como A =1 - R - T. Definimos as condições de contorno do período na direção x, e a onda magnética transversal (TM) incide normalmente na estrutura com polarização ao longo da direção x.

Esquema da estrutura metamaterial proposta de uma célula unitária

Como todos sabemos, o modelo de circuito LC equivalente é amplamente usado para prever qualitativamente a ressonância magnética excitada por LSPR para o absorvedor perfeito [44,45,46]. Para a conveniência da discussão sobre o modelo LC, o esquema da estrutura do absorvedor de metamaterial é representado na Fig. 2a. E o modelo LC equivalente é mostrado na Fig. 2b. Aqui, a capacitância do intervalo entre as nanofitas na unidade vizinha pode ser expressa como C _g = ε ₀ t ₁ / ( P - d - 2 w ), onde ε ₀ é a permissividade dielétrica do ambiente circundante. A capacitância C _m = c ₁ ε ₃ ε ₀ (2 w + d ) / t ₃ é usado para representar a capacitância entre as nanofitas e o filme de ouro, onde c ₁ é um coeficiente devido à distribuição não uniforme de carga na superfície do metal e ε ₃ é a permissividade da camada dielétrica [44,45,46]. A indutância mútua das nanofitas de ouro e do filme de ouro é dada por L _m =0,5 μ ₀ (2 w + d ) t ₃ , onde μ ₀ é a permeabilidade do ambiente circundante. Para explicar a contribuição das cargas flutuantes nas nanofitas de ouro e no filme de ouro, a indutância cinética é dada por \ ({L} _e =\ left (2 w + d \ right) / \ left (\ gamma {\ varepsilon} _0 {t} _1 {\ omega} _p ^ 2 \ right) \), onde γ é um coeficiente responsável pela área transversal efetiva das nanofitas de ouro e ω _p é a freqüência plasmática do ouro [44,45,46]. Então, a impedância total para o modelo de circuito LC equivalente pode ser expressa como

a Esquema da estrutura do absorvedor de metamaterial. b Esquema do modelo de circuito LC equivalente para a estrutura da Fig. 6a
$$ {Z} _ {\ mathrm {t} ot} =\ frac {i \ omega \ left ({L} _m + {L} _e \ right)} {1 - {\ omega} ^ 2 {C} _g \ esquerda ({L} _m + {L} _e \ direita)} - \ frac {2 i} {\ omega {C} _m} + i \ omega \ esquerda ({L} _m + {L} _e \ direita) $$ ( 1)
O comprimento de onda de ressonância pode ser obtido quando Z _{t ot} =0.
$$ {\ lambda} _r =2 \ pi {c} _0 {\ left (\ frac {C_m {C} _g \ left ({L} _m + {L} _e \ right)} {C_m + {C} _g- \ sqrt {C_m ^ 2 + {C} _g ^ 2}} \ right)} ^ {\ frac {1} {2}} $$ (2)
O acoplamento entre as nanofitas na unidade vizinha é muito fraco devido à grande lacuna ( P - d - 2 w ) entre as nanofitas. A influência de C _g pode ser ignorado quando C _g é inferior a 5% de C _m . Assim, nesta situação, o comprimento de onda de ressonância pode ser simplificado para
$$ {\ lambda} _r \ approx 2 \ pi {c} _0 \ sqrt {\ left ({L} _m + {L} _e \ right) {C} _m} $$ (3)
onde L _m =0,5 μ ₀ (2 w + d ) t ₃ , \ ({L} _e =\ left (2 w + d \ right) / \ left (\ gamma {\ varepsilon} _0 {t} _1 {\ omega} _p ^ 2 \ right) \), e C _m = c ₁ ε ₃ ε ₀ (2 w + d ) / t ₃ . No modelo de circuito LC, as influências das dimensões estruturais no comprimento de onda de ressonância podem ser preditas qualitativamente pela Eq. (3). É fácil observar que o comprimento de onda de ressonância λ _r aumentaria com maior permissividade ( ε ₃ ) da camada dielétrica, devido ao aumento de C _m . Da mesma forma, quanto maior a largura w fará com que os valores maiores para L _m , L _e e C _m , resultando em um desvio para o vermelho do comprimento de onda de ressonância. O aumento da permissividade ( ε ₀ ) do ambiente circundante resultará em L maiores _m C _m valores, enquanto o outro termo L _e C _m é independente no ε ₀ na Eq. (3). Assim, o comprimento de onda de ressonância aumentará com o aumento de ε ₀ .

Resultados e discussão

Em seguida, iniciamos a discussão com as seguintes dimensões da estrutura. A estrutura tem um período de rede de P =580 nm na direção x. As alturas da nanofita de ouro quadrada e da nanofita de ouro triangular são, respectivamente, definidas como t ₁ =45 nm e t ₂ =30 nm . As espessuras da camada dielétrica, filme de ouro e substrato são t ₃ =10 nm, t ₄ =25 nm , e t ₅ =165 nm , respectivamente. A largura da nanofita de ouro triangular e da nanofita de ouro quadrada são d =75 nm e w ₁ = w ₂ = w =142 nm , respectivamente. A Figura 3a apresenta os espectros simulados de absorção, reflexão e transmissão da estrutura projetada. Conforme mostrado na Fig. 3a, a eficiência de absorção pode atingir até 95%, e a queda de refletividade da estrutura abaixo de 0,001 é encontrada em 751,225 nm. O FWHM é 1,82 nm, que é muito mais estreito do que o absorvedor de banda estreita relatado anteriormente na região visível [24, 28, 34, 39].

a Espectros de absorção, reflexão e transmissão da estrutura proposta. b Distribuições do campo elétrico E da estrutura MDM no pico ressonante. c Distribuições do campo magnético H da estrutura MDM no pico ressonante. d Os espectros de reflexão e absorção da estrutura do MDM e da estrutura de grade de metal puro. e Distribuições do campo elétrico E da estrutura de grade de metal puro no pico ressonante. f Distribuições do campo magnético H da estrutura de grade de metal puro no pico ressonante

Para elaborar o mecanismo físico do pico de absorção, as distribuições do campo elétrico E e do campo magnético H no pico ressonante são calculadas e representadas na Fig. 3b, c. Claramente, como mostrado na Fig. 3b, a amplitude do campo elétrico nas lacunas pode atingir um valor tão alto quanto 35 vezes maior do que a luz incidente. Assim, a estrutura proposta pode realizar não apenas a absorção perfeita, mas também o aumento do campo elétrico em um nanoslit, que é um fenômeno importante em aplicações de bio-sensoriamento. Conforme mostrado na Fig. 3c, a maior parte do campo magnético está concentrado no espaço entre duas nanofitas de ouro e alguns penetram na camada dielétrica, o que indica o efeito de acoplamento resultante do LSPR. Então, a fim de compreender melhor a influência da camada dielétrica e do filme de ouro no FWHM ultra estreito e o alto desempenho de absorção, o espectro de absorção e reflexão é analisado e comparado entre a estrutura de MDM e a estrutura de grade de metal puro com o mesmo parâmetros dimensionais, conforme mostrado na Fig. 3d. Obviamente, a estrutura do MDM tem um FWHM mais estreito e uma menor refletividade do mergulho de ressonância. O campo elétrico e o campo magnético da estrutura da grade metálica são simulados e apresentados na Fig. 3e, f, respectivamente. Obviamente, em comparação com a distribuição do campo magnético da estrutura do MDM, o campo magnético da estrutura da grade de metal está localizado apenas na superfície da nanofita de ouro triangular sem que o campo magnético passe pelo metal, o que pode ser usado para explicar o resultado comparativo de a absorção entre a estrutura de MDM e a estrutura de grade de metal. Além disso, devido ao comportamento de acoplamento na estrutura, conforme mostrado na Fig. 3b, a intensidade do campo elétrico entre duas nanofitas de ouro e o filme de ouro fino é cerca de 40 vezes maior do que o das ondas incidentes, que é muito maior do que o relatado na ref. [25].

A Figura 4a mostra o efeito da configuração de polarização da luz incidente no espectro de absorção do absorvedor de metamaterial proposto. Pode-se observar que a estrutura possui um pico de absorção acentuado na configuração TM, mas não na configuração TE. Obviamente, o LSPR não pode ser excitado pela luz incidente com configuração TE, o que pode ser bem explicado pela estrutura assimétrica do absorvedor. Além disso, em um sistema real, devido à dispersão da superfície e efeitos de contorno de grão no filme de ouro fino, a constante de amortecimento do filme de ouro fino é provavelmente maior do que a do ouro a granel. Para levar em consideração a influência da constante de amortecimento do filme de ouro fino, a Fig. 4b mostra que o espectro de absorção calculado das constantes de amortecimento do filme de ouro é três e cinco vezes maior do que o do ouro a granel. Obviamente, picos de absorção com diferentes amplitudes e FWHM são observados. Os resultados mostram que o aumento da perda de material de metal é desfavorável para aumentar ainda mais as propriedades de absorção do absorvedor de banda estreita proposto, que são consistentes com a pesquisa anterior [17].

a Os espectros de absorção da estrutura proposta sob as configurações de polarização TE e TM. b Espectros de absorção calculados na dependência da constante de amortecimento do filme de ouro

É geralmente conhecido que as propriedades do absorvedor de metamaterial são fortemente influenciadas pela forma geométrica e dimensões estruturais da estrutura. Primeiramente, investigamos o efeito da nanofita de ouro triangular no espectro de refletância da estrutura projetada. A nanofita de ouro triangular da estrutura é removida ou transformada em uma nanofita de ouro quadrada e semielipse, respectivamente, como mostrado na Fig. 5c – e, com os outros parâmetros mantidos inalterados na simulação. Os espectros de reflexão dessas três estruturas são analisados e comparados com os da estrutura original, conforme mostrado na Fig. 5f-h, respectivamente. É fácil observar que a estrutura original pode atingir um FWHM mais estreito e um mergulho de refletividade menor do que três outras estruturas. Para melhor compreensão desses resultados, conforme mostrado na Fig. 5i – l, a distribuição do campo magnético (H) no pico ressonante dessas quatro estruturas são representados graficamente e a cor apresenta a intensidade do campo magnético. A intensidade do campo magnético da estrutura original é obviamente mais forte do que as outras três estruturas. Isso significa que o LSPR pode ser excitado com mais eficiência na estrutura original, o que resulta em um FWHM mais estreito e um mergulho de refletividade menor.

a – e Esquema do metamaterial proposto com diferentes nanoestruturas de uma célula unitária. f – h Espectros de reflexão das diferentes estruturas. i – l Distribuições do campo magnético H no pico ressonante das estruturas correspondentes

Pela Fig. 5, o desempenho óptico da estrutura original com o uso de nanofitas triangulares é superior ao das demais estruturas. A fim de fazer uma visão mais aprofundada sobre as influências das nanofitas triangulares no desempenho óptico, fornecemos um cálculo detalhado e uma análise para a estrutura modificada mostrada na Fig. 6a, que contém uma nanofita trapezoidal com o mesmo ângulo θ ao nanoribão triangular na estrutura original. Em primeiro lugar, como mostrado na Fig. 6b, c, investigamos o desempenho óptico da dependência da estrutura modificada em diferentes alturas h da nanofita trapezoidal quando os ângulos θ permanece inalterado. Obviamente, quando a altura h for maior que 10 nm, o desempenho óptico da estrutura será mantido quase inalterado, o que mostra que o desempenho óptico da estrutura é robusto na fabricação. Como a altura h está abaixo de 5 nm, o mergulho de refletividade aumenta, o que pode ser explicado que a altura h é muito pequeno que diminuiria a área efetiva de excitação do LSPR. Como mostrado na Fig. 6d, e, também investigamos o desempenho óptico da dependência da estrutura modificada em diferentes ângulos θ quando a altura h é definida como 15 nm. É fácil observar que o desempenho óptico da estrutura modificada muda pouco com a grande faixa de ângulo de 35 ° a 68 °. No entanto, o mergulho de refletividade aumenta obviamente no ângulo θ menor que 30 °, o que pode ser entendido que o ângulo muito pequeno θ pode reduzir a eficiência de excitação do LSPR. Assim, pela análise detalhada das influências dos diferentes parâmetros de ângulos entre a nanofita trapezoidal e as nanofitas quadradas no desempenho óptico, o desempenho de absorção perfeito da estrutura original é atribuído à excitação do LSPR no canto entre as nanofitas triangulares e as nanofitas quadradas, que concordam bem com os resultados do campo magnético mostrado na Fig. 5i. Ao mesmo tempo, a estrutura pode manter um bom desempenho óptico em uma grande variedade de alturas h e ângulos θ , o que sugere um grande relaxamento à robustez da fabricação e torna a nanoestrutura mais realista do ponto de vista experimental. Finalmente, considerando os processos de fabricação da nanoestrutura real, a Fig. 6f mostra a geometria da estrutura com a rugosidade da superfície ouro / dielétrica e o tratamento de passivação para todos os ângulos agudos. A comparação do desempenho óptico entre a estrutura modificada e a estrutura original é calculada e representada na Fig. 6g. Obviamente, o efeito da tolerância de fabricação no desempenho da nanoestrutura é muito pequeno, o que mostra o desempenho óptico robusto na fabricação.

a A estrutura modificada contendo uma nanofita trapezoidal com o mesmo ângulo θ para o nanoribão triangular. b , c Comparação de espectros de reflexão entre as nanoestruturas com diferentes alturas h , quando o θ mantenha inalterado. d , e Comparação de espectros de reflexão entre as nanoestruturas com diferentes ângulos θ , quando a altura h =15 nm. f A estrutura modificada com a rugosidade da superfície ouro / dielétrica e o tratamento de passivação para todos os ângulos agudos. g Comparação dos espectros de reflexão entre a estrutura modificada e a estrutura original, quando o l é definido como 3 nm

Em seguida, também investigamos os efeitos da dimensão da estrutura e dos parâmetros do material, usando o método FDTD, na refletividade do mergulho, FWHM e comprimento de onda de ressonância da estrutura projetada. Vários parâmetros serão estudados, incluindo índice de refração do dielétrico, largura de nanofibra de ouro w , a largura da nanofita de ouro d , e a espessura do nanoribão de ouro t ₁ . A Figura 7 mostra o efeito do índice de refração da camada dielétrica no espectro de refletância da estrutura do metamaterial. Como mostrado na Fig. 7a, o comprimento de onda de ressonância muda para o vermelho obviamente com o aumento de n _dielétrico , o que é consistente com a previsão do modelo de circuito LC. Como mostrado na Fig. 5b, o mergulho de refletividade é diminuído em primeiro lugar, em seguida, aumentado quando o n _dielétrico é aumentado, enquanto FWHM se torna mais estreito. O FWHM e o mergulho de refletividade do espectro de reflexão dependem fortemente da força de acoplamento entre as nanofitas e o filme de ouro, resultando em diferentes desempenhos ópticos com vários materiais dielétricos do espaçador dielétrico entre as nanofitas e o filme de ouro. O mergulho de refletividade é o valor mínimo quando o índice de refração da camada dielétrica é de aproximadamente 1,3. Ao mesmo tempo, o FWHM é em torno de 1,85 nm, que é muito mais estreito do que o absorvedor de banda estreita publicado na região visível [24, 28, 34, 39].

a Espectros de reflexão em função do índice de refração da camada dielétrica. b Refletividade do mergulho de ressonância e FWHM como funções do índice de refração da camada dielétrica

A Figura 8 apresenta a influência da largura da nanofita de ouro w no espectro de reflexão da estrutura do metamaterial. Conforme mostrado na Fig. 8a, quando a largura da nanofita de ouro w muda de 140 para 177 nm, o blueshift do comprimento de onda ressonante, que concorda bem com os resultados do modelo de circuito LC equivalente. A Figura 8b mostra que FWHM se torna mais estreito e o mergulho de refletividade aumenta com o aumento de w . O aumento da queda de refletividade pode resultar do aumento da área efetiva do metal para refletir a luz incidente, com aumento de w . Os valores mínimos de mergulho de refletividade e FWHM não podem ser obtidos simultaneamente. No entanto, em nosso projeto, ambos os valores da queda de refletividade e do FWHM mudam ligeiramente em uma ampla faixa de w (140 ~ 162 nm), o que é favorável para aplicações práticas.

a Espectros de reflexão em função da largura das nanofitas de ouro w . b Mergulho de refletividade e FWHM como funções da largura das nanofitas de ouro w

Além disso, como mostrado na Fig. 9a, o mergulho de refletividade pode sustentar um valor mais baixo quando a largura do nanofibra de ouro d está entre 55 e 75 nm, enquanto aumenta obviamente quando d excede 76 nm, o que pode ser explicado que uma distância muito grande entre as duas nanofitas pode reduzir a eficiência de excitação para LSPR, reduzindo assim a eficiência de absorção da luz incidente. O FWHM se torna mais estreito com o aumento de d , e o tamanho ideal de d é cerca de 75 nm. Da Fig. 9b, o mergulho de refletividade pode manter um valor mais baixo quando a espessura de nanofibra de ouro t ₁ muda de 35 para 50 nm enquanto o FWHM se torna mais estreito. No entanto, quando t ₁ aumenta de 50 para 60 nm, o mergulho de refletividade aumenta obviamente. Podemos entender o resultado assim, a nanofita é muito grossa que aumentaria a reflexão da luz incidente. A Figura 9c mostra que o valor mínimo do mergulho de ressonância é obtido quando a altura triangular do ouro t ₂ é cerca de 30 nm. Nesta estrutura, o mergulho de refletividade tem sido inferior a 0,025 quando a altura do ouro triangular varia de 15 a 40 nm, o que é benéfico para projetar a estrutura de metamaterial devido ao excelente desempenho de robustez.

a Mergulho de refletividade e FWHM como funções da largura da nanofita de ouro triangular d . b Mergulho de refletividade e FWHM como funções da espessura das nanofitas de ouro t ₁ . c Refletividade do mergulho de ressonância e FWHM como funções da altura triangular do ouro t ₂

É geralmente conhecido que o comprimento de onda ressonante da estrutura do metamaterial é fortemente dependente do índice de refração do meio ambiental, que tem sido amplamente utilizado em aplicações de detecção. A Figura 10a mostra que o comprimento de onda ressonante muda para o vermelho obviamente quando o índice de refração do ambiente aumenta, o que está de acordo com a predicação do modelo LC, e a queda de refletividade pode manter um valor extremamente baixo ao mesmo tempo. Quando o RI aumenta de 1,07 para 1,12, o comprimento de onda ressonante muda de 733,828 para 755,097 nm. A sensibilidade do comprimento de onda calculado ( S ) é de aproximadamente 425 nm / RIU e FWHM pode ser tão estreito quanto 1,82 nm. Assim, o FOM pode chegar a 233,5. Até onde sabemos, o FOM é muito maior do que o do sensor de índice de refração plasmônica publicado anteriormente na região visível [24, 28, 34, 39]. O sensor de índice de refração plasmônica proposto mostra boa linearidade, como mostrado na Fig. 10b.

a Espectros de reflexão do sensor de índice de refração plasmônica com vários índices de refração do ambiente. b Mudança do comprimento de onda ressonante em relação ao índice de refração circundante

Em aplicações práticas, geralmente é necessário detectar a mudança de intensidade relativa em um comprimento de onda fixo com os vários índices de refração do meio circundante, e a figura de mérito correspondente é definida como FOM * =max | ( dI / dn ) / eu | [17]. Conforme mostrado na Fig. 11a, o FOM * muda obviamente com a diminuição de w , e o máximo de FOM * pode chegar a 1,4 × 10 ⁵ no w de cerca de 358 nm. A Figura 11b mostra que o FOM aumenta com a diminuição de d e um máximo de FOM * é obtido em d =75 nm. Conforme mostrado na Fig. 11c, quando a espessura de nanofita de ouro t ₁ é 35 nm, o FOM * é máximo. Além disso, a Fig. 11d também mostra que o máximo de FOM * é obtido quando a altura triangular do ouro t ₂ é cerca de 30 nm. As características do FOM e do FOM * com as mudanças das dimensões da estrutura são investigadas numericamente, o que pode oferecer certas orientações para projetar um sensor plasmônico de alto desempenho.

a – d FOM e FOM * como funções da largura da nanofita de ouro w , a largura de nanoribão de ouro triangular d , a espessura das nanofitas de ouro t ₁ , e a altura triangular do ouro t ₂ , respectivamente

Conclusões

Em resumo, propomos e demonstramos numericamente um absorvedor de banda ultra-estreita quase perfeito com uma absorção que chega a 95% na região do visível. Além disso, fazemos uma análise detalhada das influências da forma estrutural e das dimensões estruturais nas propriedades ópticas da estrutura do metamaterial usando FDTD bidimensional. Usando as dimensões otimizadas da estrutura, ele apresenta o mergulho de refletividade tão baixo quanto 0,001 com o FWHM de 1,82 nm em incidência normal na região visível. Além disso, também demonstramos sua capacidade de detecção. Sua sensibilidade é em torno de 425 nm / RIU e o FOM pode chegar a 233,5. This is much better than that of the previously reported sensor in visible region [24, 28, 34, 39]. For its high sensing performance, the metamaterial structure may be found applications in the biological binding, integrated photodetectors, chemical applications, and so on.

Abreviações

FDTD:: Finite-difference time-domain
FOM:: Figure of merit
FWHM:: Full width at half maximum
LSPR:: Localized surface plasmon resonance
MDM:: Metal-dielectric-metal
S:: Sensibilidade
TM:: Transverse magnetic

Crescimento autocatalisado de nanofios de GaSb verticais em hastes de InAs por deposição de vapor químico orgânico-metálico Características ópticas e elétricas de nanofios de silício preparados por corrosão eletrolítica

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias