Absorvedor Quiral Plasmonico de Metassuperfície de Alto Desempenho Usando Nanoestrutura de Semicírculo Torcido em Bicamada para Polarização Circular Seletiva

Resumo

Neste artigo, apresentamos um absorvedor quiral de metassuperfície plasmonico (CMSA), que pode alcançar alta absorção seletiva para luz de polarização circular direita e esquerda (RCP, "+", e LCP, "−") em frequência óptica. O CMSA é composto por um substrato dielétrico entrecortado com nanoestrutura metálica de semicírculo torcido quádruplo em bicamada. O CMSA proposto possui uma forte banda de absorção seletiva, onde picos de absorção para luzes LCP e RCP ocorrem em diferentes frequências de ressonância, refletindo a existência de um efeito significativo de dicroísmo circular (CD). Mostra-se que a absorvância do CMSA pode atingir 93,2% para luz LCP e 91,6% para luz RCP, e a magnitude máxima de CD é de até 0,85 e 0,91 em torno de 288,5 THz e 404 THz, respectivamente. O mecanismo da forte resposta quiroptica do CMSA é ilustrado pelas distribuições de campo elétrico da nanoestrutura de célula unitária. Além disso, a influência da geometria do CMSA proposto na caracterização de absorção seletiva de polarização circular é estudada sistematicamente.

Introdução

Quiralidade, como um fenômeno ubíquo que se refere a uma propriedade geométrica de um objeto sem qualquer plano de inversão ou espelho, sempre permanece relevante para ciência e tecnologia. Meios quirais geralmente aparecem em duas formas enantioméricas que são simétricas ao espelho e não superponíveis em sua imagem espelhada por simples translação ou rotação, e sempre exibem resposta diferente à luz de polarização circular direita e esquerda (RCP, "+", e LCP, "−"). O dicroísmo circular (CD) de luz de polarização circular (CP) originado de meios quirais é uma das propriedades quiropticas mais únicas. O efeito CD refere-se a diferente resposta das luzes RCP e LCP em meios quirais, que tem amplas perspectivas de aplicação em biologia, ciência médica, química, bem como dispositivos optoeletrônicos relacionados à polarização. No entanto, o efeito CD de materiais naturais é bastante fraco, o que dificulta extremamente sua aplicação prática. Metassuperfícies, como uma subclasse de metamateriais consistindo de estruturas planas de monocamada ou poucas camadas, mostram grande promessa para manipulação arbitrária de ondas eletromagnéticas (EM) ou luz. Em particular, metassuperfície quiral (CMS) é capaz de aumentar os efeitos ópticos quirais em várias ordens de magnitude.

As CMSs têm recebido tremendo interesse desde que poderiam exibir propriedades EM exóticas, incluindo índice de refração negativo e atividade óptica, transmissão assimétrica, efeito CD gigante, conversão de polarização e manipulação de frente de onda, etc. Desde então, várias estruturas de CMS (como anel dividido, fio espiral, gammadion, em forma de L, e assim por diante) têm sido sucessivamente propostas para alcançar aumento de campo quiral-seletivo altamente eficiente para luz LCP ou RCP. No entanto, a maioria dos designs anteriores dessas CMS foca no desempenho de quiralidade em transmissão, enquanto muito menos atenção tem sido dada à reflexão/absorção para luzes CP, que são igualmente importantes em aplicações de engenharia. É bem conhecido que a maioria dos estudos de absorvedores anteriores são aplicados à luz de polarização linear, enquanto tais designs para luzes CP são raramente estudados. De fato, as CMSs também poderiam ser usadas para construir novos absorvedores para luzes CP. Por exemplo, Li et al. propuseram um absorvedor ultrafino baseado em fios em forma de L, que só pode atenuar a onda LCP na região de micro-ondas. Wang et al. demonstraram que um metamirror quiral pode refletir quase toda a luz LCP, enquanto absorve totalmente a luz RCP na região infravermelha. Tang et al. propuseram um absorvedor com ressonadores em forma de ŋ, que pode alcançar absorção seletiva para diferentes luzes CP no visível. Então, absorvedores quirais de infravermelho próximo com metassuperfície plasmonica foram propostos e demonstrados para absorver seletivamente luz LCP ou RCP. No entanto, a absorvância da maioria das CMSs é menor que 90%. Assim, um design eficaz de absorvedor quiral de metassuperfície (CMSA) com alta absorção seletiva é altamente desejável.

Neste trabalho, apresentamos um tipo de CMSA altamente eficiente baseado em nanoestrutura de semicírculo torcido quádruplo em bicamada funcionando na região de infravermelho próximo e visível. Tal CMSA poderia seletivamente alcançar mais de 90% de absorção para diferentes luzes CP de quiralidade particular em diferentes frequências de ressonância. Devido à forte absorção seletiva do CMSA proposto, um alto valor de CD de cerca de 0,9 pode ser realizado correspondentemente. O mecanismo físico subjacente na absorção seletiva para diferentes luzes CP foi analisado em detalhes por distribuições de campo elétrico. Além disso, as influências dos parâmetros geométricos de célula unitária em direção à absorção seletiva foram estudadas sistematicamente também. Pode-se razoavelmente acreditar que os resultados neste trabalho podem guiar o design de CMSA com forte absorção e efeito CD para muitas aplicações práticas, como absorvedor térmico, dispositivos de comunicação óptica, fotodetector, filtros ópticos, imagem e hologramas.

Design de Célula Unitária

A Figura 1 apresenta o diagrama esquemático do CMSA proposto, que é feito de uma array periódica com nanoestrutura de semicírculo torcido. As quatro nanoestruturas de semicírculo torcido em cada lado do substrato dielétrico são posicionadas de modo que cada uma rotacionada em 90° em relação ao seu vizinho, e o lado inferior de cada nanoestrutura de semicírculo também é rotacionado em 90° em relação ao superior, como mostrado na Fig. 1b. Similarmente ao design anterior, as quatro nanoestruturas de semicírculo superiores são conectadas com a inferior por cilindros de cobre, e o raio do cilindro de cobre é o mesmo com a largura do fio do semicírculo, o que pode aumentar o acoplamento condutivo. A nanoestrutura de semicírculo torcido pode ser vista como um sistema de ressonadores acoplados, onde as fortes respostas quirais surgem do acoplamento indutivo elétrico e magnético entre os dois semicírculos torcidos conectados. Esta nanoestrutura de semicírculo torcido simples com simetrias de espelho são projetadas nas camadas superior e inferior permitindo que o CMSA proposto aumente a quiralidade.

Esquemático do CMSA projetado: a array periódica, b, c vista frontal e perspectiva da nanoestrutura de célula unitária. Os comprimentos periódicos ao longo das direções dos eixos x- e y- são ambos 600 nm, e as luzes CP de incidência normal estão se propagando ao longo da direção do eixo z

A célula unitária geral do CMSA proposto exibe uma simetria rotacional quádrupla (C₄) para direção de propagação de luz. O substrato dielétrico na camada do meio é feito de um dielétrico MgF₂ livre de perdas com permitividade relativa de 1,9. As nanoestruturas metálicas quirais foram selecionadas como ouro, e o parâmetro de material pode ser descrito pelo modelo Drude. Os parâmetros de estrutura otimizados da célula unitária são dados como: p_x = p_y = 600 nm, r = 70 nm, w = 40 nm, t_s = 120 nm, t_m = 30 nm. A célula unitária do CMSA é periódica ao longo das direções dos eixos x- e y com períodos de 600 nm para evitar difração quando a frequência da luz incidente chega a 500 THz. Para verificar a eficiência do CMSA proposto, simulações EM de onda completa de alta frequência foram realizadas baseadas no método de elementos finitos (FEM) usando o solucionador de domínio de frequência no CST Microwave Studio. Uma vez que a nanoestrutura de célula unitária do CMSA, condições de contorno apropriadas, tamanho de malha e faixa de frequência tenham sido razoavelmente definidos, a simulação de domínio de frequência poderia ser iniciada.

Resultados e Discussões

Os coeficientes de transmissão de co-polarização simulados (t₊₊(ω), t₋₋(ω)) e coeficientes de reflexão (r₊₊(ω), r₋₋(ω)) para luzes LCP e RCP de incidência normal são apresentados na Fig. 2. Dois modos de ressonância plasmonica quirais (modo 1 e modo 2) poderiam ser evidentemente observados em frequências de f₁ = 288,5 THz e f₂ = 404 THz, respectivamente. Pode-se observar que o coeficiente de reflexão de co-polarização r₊₊(ω) para RCP e r₋₋(ω) para luzes LCP são iguais; e ambos são menores que 0,4 em toda a faixa de frequência de interesse. Além disso, as magnitudes de r₊₊(ω) e r₋₋(ω) diminuem para cerca de 0,15 nas ressonâncias, indicando correspondência de impedância entre o CMSA e o espaço livre para ambas as luzes RCP e LCP. Também pode-se ver que os coeficientes de transmissão de co-polarização t₊₊(ω) para RCP e t₋₋(ω) para luzes LCP são significativamente diferentes nas ressonâncias devido à natureza quiral do CMSA proposto. Em torno do ponto de frequência mais baixa f₁, a magnitude de t₊₊(ω) para a luz RCP é cerca de 0,93, que é muito maior que t₋₋(ω) para a luz LCP que é cerca de apenas 0,075. Em torno do ponto de frequência mais alta f₂, a magnitude de t₊₊(ω) para a luz RCP diminui para valor mínimo de 0,018, enquanto t₋₋(ω) para a LCP sobe para valor máximo de cerca de 0,92. Isso significa que apenas a luz RCP incidente pode ser selecionada para passar através do CMSA enquanto a luz LCP é proibida na frequência mais baixa. Como na frequência de ressonância mais alta f₂, apenas a luz LCP incidente pode ser selecionada para passar através do CMSA enquanto a luz RCP é extremamente proibida. Assim, os fenômenos de seleção quiral do CMSA acima consequentemente resultariam em diferente absorção para as luzes RCP e LCP, implicando a existência de uma absorção seletiva de alta eficiência e efeito CD gigante nas ressonâncias.

a Coeficientes de transmissão de co-polarização simulados (t₊₊(ω), t₋₋(ω)) e coeficientes de reflexão (r₊₊(ω), r₋₋(ω)) do CMSA proposto para luzes LCP e RCP de incidência normal, b a absorbância correspondente (A₊(ω), A₋(ω)) para ambas as luzes LCP e RCP

A Figura 2b mostra os espectros de absorbância (A₊(ω), A₋(ω)) para ambas as luzes LCP e RCP incidentes. Pode-se observar que a absorbância para luzes LCP e RCP é de até valor máximo de cerca de 93,2% e 91,6%, enquanto a de RCP e LCP é diminuída para apenas cerca de 8,7% e 4,8% em torno das duas ressonâncias acima, respectivamente. Obviamente, pode-se concluir que o CMSA proposto exibe uma forte absorção de luz LCP e um nível de transmissão bastante alto para a luz RCP em torno da frequência mais baixa f₁, enquanto a condição se inverte completamente quando a frequência chega à frequência de ressonância mais alta f₂. Isso significa que o CMSA proposto exibe uma absorção seletiva para duas luzes CP com quiralidade particular enquanto reflete a outra em diferentes ressonâncias. Além disso, também vale destacar que o CMSA tem duas bandas de frequência de forte absorção usando apenas uma única nanoestrutura quiral de tamanho único, e é razoavelmente superior comparado com os absorvedores quirais anteriores com uma banda de absorção isolada cuja adaptação para diferentes luzes CP é altamente dependente de diferentes tamanhos de geometria. Assim, a nanoestrutura quiral projetada pode atuar como um absorvedor perfeito de luz LCP na frequência mais baixa e absorvedor perfeito de luz RCP na frequência mais alta. Deve-se notar que o desempenho de absorção seletiva do CMSA proposto se deteriorará com o aumento do ângulo de incidência (incidência oblíqua), devido à ressonância plasmonica multipolar de ordem superior (não mostrado). Além disso, pode-se inferir que a alta absorção quiral-seletiva para luzes CP resultará em um efeito CD gigante no CMSA proposto.

A diferença de absorção ou transmissão entre as luzes LCP e RCP pode ser caracterizada pelo parâmetro CD Δ. A Figura 3a apresenta o espectro CD do CMSA, onde os picos principais do parâmetro CD são cerca de 0,85 e 0,91 em duas frequências de ressonância, respectivamente; o que é muito maior que as nanoestruturas quirais relatadas. O efeito CD gigante é causado pela forte quiralidade do CMSA, e portanto pode ser aplicado como um polarizador circular transparente. Para investigar ainda mais a pureza CP do CMSA aplicado como polarizador circular, damos o ângulo de elipticidade η e ângulo de rotação do azimute de polarização θ como mostrado na Fig. 3b. Pode-se encontrar que o valor de η é cerca de 40,4° e −43,9°, enquanto o valor de θ é cerca de 0° nas frequências mais baixa e mais alta, respectivamente. Isso significa que as luzes transmitidas exibem características proeminentes de RCP e LCP após passar pela placa de CMSA nas duas frequências de ressonância. Deve-se notar que este polarizador circular baseado em CMSA com maior pureza CP é válido para quaisquer luzes de polarização arbitrária devido à sua alta simetria C₄ da célula unitária. Assim, o polarizador circular homogêneo poderia ser razoavelmente acreditado ser realizado com nossa nanoestrutura quiral projetada.

Parâmetros ópticos relativos calculados do CMSA proposto para luzes LCP e RCP de incidência normal, a o parâmetro CD Δ, b ângulo de elipticidade η e ângulo de rotação do azimute de polarização θ

Para compreender totalmente a absorção seletiva e o efeito CD gigante do CMSA, recuperamos o índice de refração Re(n), Re(n₋), Re(n₊) e parâmetro quiral Re(κ) usando um procedimento de recuperação padrão a partir dos coeficientes de transmissão e reflexão de luzes CP, como mostrado na Fig. 4a, b. É claro que duas ressonâncias relacionadas à forte quiralidade emergem no CMSA projetado. A ressonância de frequência mais baixa ocorre em torno de 288,5 THz enquanto a mais alta localiza-se em 404 THz, que são consistentes com as frequências características de absorção seletiva e picos de CD. Como mostrado na Fig. 4a, o Re(n) é negativo com magnitudes máximas de −2,3 e −1,1, e o Re(κ) é de até magnitudes máximas de 6,4 e −5,1 em torno das duas frequências de ressonância acima. É claro que o parâmetro quiral κ também contribui para a refração negativa de luzes RCP e LCP. A forte quiralidade pode facilmente empurrar o índice de refração da luz RCP/LCP para se tornar negativo nas ressonâncias devido à relação de n_± = n ± κ. Assim, como mostrado na Fig. 4b, o Re(n₋) para luz LCP e Re(n₊) para luz RCP é negativo de 286,2 THz a 291 THz, e 400,2 THz a 404 THz, respectivamente. Além disso, o Re(n₋) e Re(n₊) são de até valores negativos máximos de −8,6 e −6,3 nas duas ressonâncias acima, respectivamente. Revela que a alta absorção seletiva, bem como o efeito CD gigante do CMSA proposto, estão associados com a propriedade de refração negativa das luzes LCP e RCP.

Parâmetros quirais relativos recuperados do CMSA proposto: a partes reais do índice de refração médio Re(n) e parâmetro quiral Re(κ), b índice de refração Re(n₋), Re(n₊) para luzes LCP e RCP

Para desvendar ainda mais a origem da absorção seletiva associada com o efeito CD gigante do CMSA proposto, as distribuições de campo elétrico (E_z) da célula unitária impulsionada por luzes RCP e LCP em 288,5 THz e 404 THz foram estudadas. Sabe-se que a excitação de ressonância de plasmons de superfície produzirá campos dipolares oscilantes, já que a nanoestrutura de semicírculo exibe diâmetros pequenos comparados com o comprimento de onda incidente das diferentes luzes CP. Quando luz RCP ou LCP ilumina a nanoestrutura de semicírculo, pode-se razoavelmente acreditar que a absorção seletiva e o efeito CD gigante emergirão no CMSA proposto e consequentemente resultarão na diferente distribuição dos componentes de campo elétrico e magnético em cada camada.

A Figura 5 mostra as distribuições de campo elétrico (E_z) do CMSA proposto impulsionado por luzes RCP e LCP em diferentes frequências de ressonância. Os gráficos detalhados das distribuições de campo elétrico (E_z) nas nanoestruturas de semicírculo mostram claramente a natureza de cada modo plasmonico de superfície. As regiões vermelha e azul na nanoestrutura de semicírculo das camadas superior e inferior apresentam as acumulações de carga positiva e negativa sob excitação de luzes RCP e LCP. As cargas positiva e negativa são separadas e principalmente acumuladas nos cantos de cada nanoestrutura de semicírculo, agindo como uma oscilação de dipolo elétrico. Pode-se observar que a potência de dipolo elétrico é muito mais forte que a magnética na nanoestrutura de semicírculo projetada, revelando a predominância de oscilações de dipolo elétrico. A absorção seletiva e o efeito CD gigante gerados nas ressonâncias são devidos à óbvia diferença de potência de dipolo sob excitação LCP e RCP. Aqui, um método simplificado com momentos de dipolo elétrico equivalentes foi aplicado, que considera as vibrações de carga de quatro nanoestruturas de semicírculo em cada camada como uma vibração de dipolo. De acordo com a teoria Born-Kuhn, o modo que é hibridizado a partir de dois dipolos com a mesma direção de campo elétrico é chamado de modo de ligação, enquanto o outro que é hibridizado a partir de dois dipolos com direção de 90° ou cruzada é denotado como modo antiligação. Como mostrado na Fig. 5a1, b1, sob iluminação de luz RCP na frequência de ressonância de f₁ = 288,5 THz, os campos de dipolo elétrico nas camadas superior e inferior mostram direções cruzadas e formam um modo antiligação, e consequentemente resultando na alta transmissão de luz RCP de acordo com o modelo Born-Kuhn. Como mostrado na Fig. 5c1, d1, sob iluminação de luz LCP, pode-se ver que a distribuição de campo elétrico do CMSA pode ser considerada uma hibridização do modo de ligação entre as camadas superior e inferior, que é composta de dois momentos de dipolo elétrico equivalentes com a mesma direção, resultando em alto nível de absorção de luz LCP. Assim, os modos de ligação e antiligação causam diferentes energias de ressonância e diferentes transmissão e absorção de nanoestruturas quirais na frequência mais baixa sob iluminação de luzes LCP e RCP (ver Fig. 2). Como mostrado na Fig. 5a2, b2, c2, d2, sob iluminação de luzes RCP e LCP na frequência de ressonância de f₂ = 404 THz, os campos de dipolo elétrico nas camadas superior e inferior mostram as mesmas direções (modo de ligação) e direções cruzadas (modo antiligação) respectivamente, e consequentemente resultando em alto nível de absorção para luz RCP e alta transmissão para luz LCP. Portanto, pode-se ver que a absorção seletiva e efeito CD em duas frequências diferentes são principalmente atribuídos aos modos de ligação e antiligação, que são induzidos pelo acoplamento híbrido dos momentos de dipolo elétrico das camadas superior e inferior.

Distribuições de campo elétrico (E_z) da célula unitária do CMSA proposto induzidas por luzes (a1, b1, a2, b2) RCP e (c1, d1, c2, d2) LCP em diferentes frequências de ressonância: (a1–d1) f₁ = 288,5 THz, (a2–d2) f₂ = 404 THz. As setas de linha sólida (tracejada) pretas denotam os momentos de dipolo elétrico equivalentes na camada superior (inferior) da nanoestrutura quiral proposta

A seguir, investigamos as influências dos parâmetros geométricos da célula unitária nas propriedades de absorção do CMSA proposto. A Figura 6 mostra os espectros de absorbância simulados para luzes LCP e RCP, e frequências de ressonância (f₋, f₊) com diferentes parâmetros geométricos (r, w, t_m, e t_s) da célula unitária. Para a nanoestrutura projetada, algumas variações espectrais interessantes da propriedade de absorção seletiva dependente de parâmetros, que é obviamente multi-fatores competitiva e complexa, poderiam ser observadas. Neste estudo, os parâmetros geométricos do grupo de controle são r = 70 nm, w = 40 nm, t_m = 30 nm, e t_s = 120 nm, e mudando um parâmetro por vez.

Absorbância simulada (a1–d1) e frequências de ressonância (a2–d2) (f₋, f₊) das luzes LCP e RCP do CMSA proposto com diferentes parâmetros geométricos: (a1, a2) raio (r), (b1, b2) largura do fio (w), e (c1, c2) espessura (t_m) da nanoestrutura de semicírculo, (d1, d2) espessura do substrato dielétrico (t_s)

A nanoestrutura de semicírculo com diferentes r (r = 65 nm, 70 nm, 75 nm, e 80 nm) foram primeiramente calculadas, enquanto os outros parâmetros são fixados como mostrado na Fig. 6a1, a2. Quando aumenta r, as frequências de ressonância f₋ para LCP e f₊ para luzes RCP diminuem gradualmente, o que pode ser interpretado pela teoria de circuito ressonante LC equivalente. As frequências de ressonância (f₋, f₊) para ambas as iluminações LCP e RCP podem ser expressas como f_∓ = 1/(2π√LC), onde a capacitância equivalente C e indutância L são principalmente determinadas pelos parâmetros geométricos do CMSA proposto. O L aumentará com o aumento do r, resultando assim na diminuição das frequências de ressonância (f₋, f₊). Além disso, como mostrado na Fig. 6a1, quando aumenta r, a absorbância da luz LCP diminuirá gradualmente enquanto a de RCP permanecerá quase inalterada. A Figura 6b1, b2 mostra os espectros de absorbância das luzes LCP e RCP quando mudando w de 30 a 45 nm por passo de 5 nm, enquanto os outros parâmetros são mantidos inalterados. Pode-se ver que as frequências de ressonância (f₋, f₊) para ambas as luzes LCP e RCP aumentarão gradualmente com o aumento de w. Obviamente, o aumento das frequências de ressonância (f₋, f₊) é principalmente devido à diminuição de C. A absorbância da luz LCP primeiro aumentará e depois diminuirá ligeiramente, enquanto a de RCP diminuirá gradualmente quando aumentando w, como mostrado na Fig. 6b2. Como mostrado na Fig. 6c1, c2, apresentamos os espectros de absorbância e frequências de ressonância (f₋, f₊) das luzes LCP e RCP com t_m variando de 20 a 50 nm por passo de 10 nm e outros parâmetros fixos. Existem casos similares à mudança de w, quando aumenta t_m, a frequência de ressonância (f₋) para luz LCP aumenta significativamente, e a de RCP aumenta ligeiramente. Neste caso, L diminuirá com o aumento de t_m, resultando assim no aumento das frequências de ressonância (f₋, f₊). Além disso, a absorbância de ambas as luzes LCP e RCP primeiro aumentará e depois diminuirá quando aumentando t_m, como mostrado na Fig. 6c2. Finalmente, ilustramos os espectros de absorbância e frequências de ressonância (f₋, f₊) para ambas as luzes LCP e RCP com diferentes t_s (t_s = 110 nm, 120 nm, 130 nm, e 140 nm), enquanto outros parâmetros são mantidos inalterados, como mostrado na Fig. 6d1, d2. Pode-se observar que quando aumenta t_s, a absorbância da LCP aumentará gradualmente, enquanto a de RCP diminuirá ligeiramente, como mostrado na Fig. 6d1. Além disso, as frequências de ressonância (f₋, f₊) para ambas as luzes LCP e RCP diminuem gradualmente quando aumenta t_s, como mostrado na Fig. 6d2. Neste caso, C aumentará quando aumenta t_s, resultando assim na diminuição das frequências de ressonância (f₋, f₊). Pode-se concluir que as frequências de ressonância (f₋, f₊) e nível de absorção para ambas as luzes RCP e LCP são sensíveis aos parâmetros geométricos da célula unitária da nanoestrutura quiral projetada. Assim, as propriedades de absorção seletiva do CMSA proposto podem ser ajustadas dinamicamente variando parâmetros de estrutura.

Conclusão

Em conclusão, um CMSA baseado em uma nanoestrutura de semicírculo torcido quádruplo em bicamada foi proposto para alcançar absorção quiral-seletiva quase perfeita para luzes RCP e LCP, bem como efeito CD gigante em ambas as regiões de infravermelho próximo e visível. Os resultados de simulação exibem que a absorbância quiral-seletiva para ambas as luzes RCP e LCP são mais de 90%, e a magnitude de CD poderia chegar a 0,91. De acordo com os parâmetros EM efetivos recuperados, pode-se encontrar que a absorção de frequência mais baixa e efeito CD estão ambos associados com as propriedades de refração negativa da luz LCP, enquanto o caso de frequência mais alta concerne a luz RCP. As distribuições de campo elétrico indicam que as propriedades de absorção quiral-seletiva e efeito CD gigante do CMSA originam-se principalmente dos modos de ligação e antiligação, que são induzidos pelo acoplamento híbrido dos momentos de dipolo elétrico das camadas superior e inferior. Além disso, as frequências de ressonância e nível de absorção quiral-seletiva do CMSA podem ser ajustados mudando os parâmetros geométricos da célula unitária. Portanto, pode-se razoavelmente concluir que o design do CMSA é promissor para futuras aplicações em filtro óptico, imagem quiral, polarizador circular, detecção e comunicações ópticas.

Seção de Método Numérico

Simulações FEM: Simulações EM de onda completa foram realizadas baseadas no método de elementos finitos (FEM). Na simulação, as propriedades elétricas do ouro são descritas pelo modelo Drude como:

ε_Au = 1 − ω_p² / ω(ω + iγ)

onde ω_p = 1,37 × 10¹⁶ rad/s é a frequência de plasma e γ = 8,04 × 10¹³ rad/s é a frequência de colisão do ouro na faixa de frequência óptica. Na simulação, a condição de contorno de célula unitária foi aplicada ao longo das direções dos eixos x- e y e as duas luzes eigen CP foram usadas diretamente. Luzes CP de banda larga são empregadas como fontes de excitação e normalmente passam através da célula unitária da nanoestrutura quiral projetada da direção −z para +z. Então, coeficientes de reflexão e transmissão de ambas as luzes LCP e RCP podem ser obtidos. Geralmente, a absorbância denotada como A₋(ω)/A₊(ω) para luzes LCP/RCP pode ser expressa como: 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, respectivamente. Os coeficientes de transmissão de co-polarização t₋₋(ω) são para LCP e t₊₊(ω) para luzes RCP, enquanto r₋₋(ω) e r₊₊(ω) são os coeficientes de reflexão de co-polarização, respectivamente. Deve-se notar que os coeficientes de transmissão de polarização cruzada (t₊₋(ω), t₋₊(ω)) e coeficientes de reflexão (r₊₋(ω), r₋₊(ω)) para luzes LCP e RCP são pequenos o suficiente para serem negligenciados (< 0,01) devido à alta simetria C₄ da célula unitária da nanoestrutura quiral projetada. Além disso, o efeito CD é induzido pela absorção seletiva de duas luzes CP, que pode ser expressa como: Δ = |t₊₊(ω)| − |t₋₋(ω)|. A elipticidade e atividade óptica são parâmetros importantes para avaliar a quiralidade da nanoestrutura quiral projetada. A elipticidade caracteriza o estado de polarização das luzes transmitidas da nanoestrutura quiral, que é descrita pelo ângulo de elipticidade η = arctan[(|t₊₊(ω)| − |t₋₋(ω)|) / (|t₊₊(ω)| + |t₋₋(ω)|)]. Enquanto a atividade óptica representa a propriedade de rotação do plano de polarização de uma luz de polarização linear transmitida em relação à incidente, que é descrita pelo ângulo de rotação do azimute de polarização θ = [arg(t₊₊(ω)) − arg(t₋₋(ω))]/2.