Absorbedor de superficie quiral plasmónico basado en nanoestructura de semicírculo trenzado cuádruple de dos capas a frecuencia óptica

Resultados y discusiones

Los coeficientes de transmisión de copolarización simulada ( t ₊₊ (ω), t _{- -} (ω)) y coeficientes de reflexión ( r ₊₊ (ω), r _{- -} (ω)) para las luces LCP y RCP incidentes normales se presentan en la Fig. 2. Evidentemente, se pudieron observar dos modos de resonancia plasmónica quiral (modo 1 y modo 2) a frecuencias de f ₁ =288,5 THz y f ₂ =404 THz, respectivamente. Se puede observar que el coeficiente de reflexión de copolarización r ₊₊ (ω) para RCP y r _{- -} (ω) para LCP las luces son iguales; y ambos son inferiores a 0,4 en todo el rango de frecuencia interesado. Además, las magnitudes de r ₊₊ (ω) y r _{- -} (ω) disminuyen a aproximadamente 0,15 en las resonancias, lo que indica la adaptación de impedancia entre el CMSA y el espacio libre para las luces RCP y LCP. También se puede ver que los coeficientes de transmisión de copolarización t ₊₊ (ω) para RCP y t _{- -} (ω) para las luces LCP son significativamente diferentes en resonancias debido a la naturaleza quiral del CMSA propuesto. Alrededor del punto de frecuencia inferior f ₁ , la magnitud de t ₊₊ (ω) para la luz RCP es aproximadamente 0.93, que es mucho más alta que t _{- -} (ω) para la luz LCP, que es aproximadamente de solo 0.075. Alrededor del punto de frecuencia más alta f ₂ , la magnitud de t ₊₊ (ω) para la luz RCP disminuye a un valor mínimo de 0.018, mientras que t _{- -} (ω) para el LCP es hasta el valor máximo de aproximadamente 0,92. Significa que solo la luz RCP incidente puede seleccionarse para pasar a través del CMSA mientras que la luz LCP está prohibida en la frecuencia más baja. Como en la frecuencia más alta f ₂ , solo la luz LCP incidente puede seleccionarse para pasar a través del CMSA mientras que la luz RCP está extremadamente prohibida. Por lo tanto, los fenómenos de selección quiral del CMSA anteriores darían como resultado una absorción diferente para las luces RCP y LCP, lo que implica la existencia de una absorción selectiva de alta eficiencia y un efecto CD gigante en las resonancias.

un Coeficientes de transmisión de copolarización simulados ( t ₊₊ (ω), t _{- -} (ω)) y coeficientes de reflexión ( r ₊₊ (ω), r _{- -} (ω)) del CMSA propuesto para las luces LCP y RCP incidentes normales, b la absorbancia correspondiente ( A ₊ (ω), A _- (ω)) para luces LCP y RCP

La Figura 2b muestra los espectros de absorbancia ( A ₊ (ω), A _- (ω)) para las luces LCP y RCP incidentes. Se puede observar que la absorbancia para las luces LCP y RCP alcanza un valor máximo de aproximadamente 93,2% y 91,6%, mientras que la de las luces RCP y LCP se reduce a solo aproximadamente 8,7% y 4,8% alrededor de las dos resonancias anteriores, respectivamente. . Obviamente, se puede concluir que el CMSA propuesto exhibe una fuerte absorción de luz LCP y un nivel de transmisión bastante alto para la luz RCP alrededor de la frecuencia más baja f ₁ , mientras que la condición se invierte completamente cuando la frecuencia llega a la frecuencia de resonancia más alta f ₂ . Significa que el CMSA propuesto muestra una absorción selectiva para dos luces CP con especial destreza mientras refleja la otra en diferentes resonancias. Además, también vale la pena resaltar que el CMSA tiene dos bandas de frecuencia de absorción fuerte solo usando una nanoestructura quiral de tamaño único, y es razonablemente superior en comparación con los absorbedores quirales anteriores con una banda de absorción aislada cuya adaptación para diferentes luces de CP depende en gran medida de diferente tamaño de geometría [25, 26, 29, 31,32,33]. Por lo tanto, la nanoestructura quiral diseñada puede actuar como un absorbente de luz LCP perfecto en la frecuencia más baja y como un absorbente de luz RCP perfecto en la frecuencia más alta. Cabe señalar que el rendimiento de absorción selectiva del CMSA propuesto se deteriorará con el aumento del ángulo de incidencia (incidencia oblicua), debido a la resonancia de plasmón multipolar de orden superior (no mostrado). Además, se puede inferir que la alta absorción selectiva quiral para las luces CP dará como resultado un efecto CD gigante en la CMSA propuesta.

La diferencia de absorción o transmisión entre las luces LCP y RCP se puede caracterizar por el parámetro CD Δ . La Figura 3a presenta el espectro de CD del CMSA, donde los picos principales del parámetro CD son aproximadamente 0,85 y 0,91 en dos frecuencias de resonancia, respectivamente; que es mucho mayor que las nanoestructuras quirales reportadas [17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32, 37,38,39,40, 41,42]. El efecto CD gigante es causado por la fuerte quiralidad del CMSA y, por lo tanto, se puede aplicar como un polarizador circular transparente. Para investigar más a fondo la pureza CP del CMSA aplicado como polarizador circular, damos el ángulo de elipticidad η y ángulo de rotación del azimut de polarización θ como se muestra en la Fig. 3b. Se puede encontrar que el valor de η es de aproximadamente 40,4 ° y - 43,9 °, mientras que el valor de θ es de aproximadamente 0 ° en las frecuencias más bajas y más altas, respectivamente. Significa que las luces transmitidas exhiben características prominentes de RCP y LCP después de pasar a través de la placa CMSA en las dos frecuencias de resonancia. Cabe señalar que este polarizador circular basado en CMSA con la mayor pureza de CP es válido para cualquier luz de polarización arbitraria debido a su alto C ₄ simetría de la celda unitaria. Por lo tanto, se podría creer razonablemente que el polarizador circular homogéneo se realiza con nuestra nanoestructura quiral diseñada.

Los parámetros ópticos relativos calculados del CMSA propuesto para las luces LCP y RCP incidentes normales, a el parámetro de CD Δ , b ángulo de elipticidad η y ángulo de rotación del azimut de polarización θ

Para comprender completamente la absorción selectiva y el efecto CD gigante del CMSA, recuperamos el índice de refracción Re ( n ), Re ( n _- ), Re ( n ₊ ) y parámetro quiral Re ( κ ) utilizando un procedimiento de recuperación estándar a partir de los coeficientes de transmisión y reflexión de las luces CP [43, 44], como se muestra en la Fig. 4a, b. Está claro que dos resonancias relacionadas con la fuerte quiralidad emergen en el CMSA diseñado. La resonancia de frecuencia más baja ocurre alrededor de 288.5 THz mientras que la más alta se ubica en 404 THz, que son consistentes con las frecuencias características de absorción selectiva y picos de CD. Como se muestra en la Fig. 4a, el Re ( n ) es negativo con magnitudes máximas de -2,3 y -1,1, y el Re ( κ ) está hasta magnitudes máximas de 6,4 y - 5,1 alrededor de las dos frecuencias de resonancia anteriores. Está claro que el parámetro quiral κ también contribuye a la refracción negativa de las luces RCP y LCP. La fuerte quiralidad puede empujar fácilmente el índice de refracción de la luz RCP / LCP para volverse negativo en las resonancias debido a la relación de n _± = n ± κ . Por lo tanto, como se muestra en la Fig. 4b, el Re ( n _- ) para LCP light y Re ( n ₊ ) para la luz RCP es negativa de 286,2 THz a 291 THz y de 400,2 THz a 404 THz, respectivamente. Además, el Re ( n _- ) y Re ( n ₊ ) están hasta los valores negativos máximos de - 8,6 y - 6,3 en dos resonancias por encima, respectivamente. Revela que la alta absorción selectiva, así como el efecto CD gigante del CMSA propuesto, están asociados con la propiedad refractiva negativa de las luces LCP y RCP.

Los parámetros quirales relativos recuperados del CMSA propuesto: a partes reales del índice de refracción promedio Re ( n ) y parámetro quiral Re ( κ ), b índice de refracción Re ( n _- ), Re ( n ₊ ) para luces LCP y RCP

Para revelar aún más el origen de la absorción selectiva asociada con el efecto CD gigante del CMSA propuesto, el campo eléctrico ( E _z ) Se han estudiado las distribuciones de la celda unitaria impulsada por luces RCP y LCP a 288,5 THz y 404 THz. Se ha sabido que la excitación de la resonancia de los plasmones superficiales producirá campos dipolo oscilantes ya que la nanoestructura semicircular exhibe pequeños diámetros en comparación con la longitud de onda incidente de las diferentes luces CP [45,46,47,48]. Cuando la luz RCP o LCP se ilumina sobre la nanoestructura del semicírculo, se puede creer razonablemente que la absorción selectiva y el efecto CD gigante surgirán en el CMSA propuesto y, en consecuencia, se traducirán en la distribución diferente del campo eléctrico y los componentes del campo magnético en cada capa [48 , 49,50,51,52,53].

La figura 5 muestra el campo eléctrico ( E _z ) distribuciones de la CMSA propuesta impulsada por luces RCP y LCP en diferentes frecuencias de resonancia. Las gráficas de detalle del campo eléctrico ( E _z ) Las distribuciones en las nanoestructuras de semicírculo muestran claramente la naturaleza de cada modo plasmónico de superficie [54]. La región roja y azul en la nanoestructura del semicírculo de las capas superior e inferior presentan las acumulaciones de carga positiva y negativa bajo la excitación de luz RCP y LCP. Las cargas positivas y negativas se separan y se acumulan principalmente en las esquinas de cada nanoestructura semicírculo, actuando como una oscilación eléctrica dipolo. Se puede observar que la potencia del dipolo eléctrico es mucho más fuerte que la magnética en la nanoestructura semicircular diseñada, revelando el predominio de las oscilaciones del dipolo eléctrico. La absorción selectiva y el efecto de CD gigante generado en las resonancias se deben a la potencia dipolar obvia diferente bajo la excitación LCP y RCP. Aquí, se ha aplicado un método simplificado con momentos dipolares eléctricos equivalentes, que considera las vibraciones de carga de cuatro nanoestructuras de semicírculo en cada capa como una vibración dipolo [48,49,50]. Según la teoría de Born-Kuhn [47, 48], el modo que se hibrida a partir de dos dipolos con la misma dirección de campo eléctrico se denomina modo de enlace, mientras que el otro que se hibrida a partir de dos dipolos con 90 ° o dirección transversal se denomina como modo antienlazante. Como se muestra en la Fig. 5a1, b1, bajo iluminación de luz RCP a una frecuencia de resonancia de f ₁ =288.5 THz, los campos de dipolos eléctricos en las capas superior e inferior muestran las direcciones cruzadas y forman un modo antienlazante, y consecuentemente resultan en una alta transmisión de luz RCP según el modelo de Born-Kuhn. Como se muestra en la Fig.5c1, d1, bajo iluminación de luz LCP, se puede ver que la distribución del campo eléctrico de CMSA puede considerarse un híbrido del modo de enlace entre las capas superior e inferior, que se compone de dos capas eléctricas equivalentes. momentos dipolares con la misma dirección, lo que da como resultado un alto nivel de absorción de luz LCP. Por lo tanto, los modos de unión y antienlazamiento provocan una energía de resonancia diferente y una transmisión y absorción diferentes de nanoestructuras quirales a la frecuencia más baja bajo iluminación de luces LCP y RCP (ver Fig. 2). Como se muestra en la Fig. 5a2, b2, c2, d2, bajo iluminación de luces RCP y LCP a una frecuencia de resonancia de f ₂ =404 THz, los campos de dipolos eléctricos en las capas superior e inferior muestran las mismas direcciones (modo de unión) y direcciones cruzadas (modo antienlazante) respectivamente, y consecuentemente resultan en un alto nivel de absorción para la luz RCP y alta transmisión para la luz LCP. Por lo tanto, se puede ver que la absorción selectiva y el efecto CD en dos frecuencias diferentes se atribuyen principalmente a los modos de unión y antienlace, que es inducida por el acoplamiento híbrido de los momentos dipolares eléctricos de la capa superior e inferior.

El campo eléctrico ( E _z ) distribuciones de celda unitaria de la CMSA propuesta inducida por el ( a1 , b1 , a2 , b2 ) RCP y ( c1 , d1 , c2 , d2 ) LCP se ilumina en diferentes frecuencias de resonancia:( a1 - d1 ) f ₁ =288,5 THz, ( a2 - d2 ) f ₂ =404 THz. Las flechas de línea continua negra (línea discontinua) indican los momentos dipolares eléctricos equivalentes en la capa superior (inferior) de la nanoestructura quiral propuesta

A continuación, investigamos las influencias de los parámetros geométricos de la celda unitaria en las propiedades de absorción del CMSA propuesto. La Figura 6 muestra los espectros de absorbancia simulados para luces LCP y RCP, y frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) con diferentes parámetros geométricos ( r , w , t _m y t _s ) de la celda unitaria. Para la nanoestructura diseñada, se pudo observar alguna variación espectral interesante de la propiedad de absorción selectiva dependiente de parámetros, que obviamente es multifactorial competitiva y compleja. En este estudio, los parámetros geométricos del grupo de control son r =70 nm, ancho =40 millas náuticas, t _m =30 nm y t _s =120 nm y cambiando un parámetro a la vez.

El simulado ( a1 - d1 ) espectros de absorbancia y ( a2 - d2 ) frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) de las luces LCP y RCP del CMSA propuesto con diferentes parámetros geométricos:( a1 , a2 ) radio ( r ), ( b1 , b2 ) ancho del alambre ( w ) y ( c1 , c2 ) espesor ( t _m ) de nanoestructura semicircular, ( d1 , d2 ) espesor del sustrato dieléctrico ( t _s )

La nanoestructura de semicírculo con las diferentes r ( r =65 nm, 70 nm, 75 nm y 80 nm) se calcularon en primer lugar, mientras que los demás parámetros se fijan como se muestra en la Fig. 6a1, a2. Cuando aumenta r , las frecuencias de resonancia f _- para LCP y f ₊ para las luces RCP disminuyen gradualmente, lo que puede ser interpretado por el LC equivalente teoría del circuito de resonancia [55, 56]. Las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) para las luces LCP y RCP, la iluminación se puede expresar como \ (f_ {\ mp} =\ frac {1} {{2 \ pi \ sqrt {LC}}} \), donde la capacitancia equivalente C e inductancia L están determinados principalmente por los parámetros geométricos del CMSA propuesto. La L aumentará con el aumento de la r , lo que resulta en la disminución de las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ). Además, como se muestra en la Fig. 6a1, cuando aumenta r , la absorbancia de la luz LCP disminuirá gradualmente mientras que la de la luz RCP permanecerá casi sin cambios. La Figura 6b1, b2 muestra los espectros de absorbancia de las luces LCP y RCP al cambiar el w de 30 a 45 nm en un paso de 5 nm, mientras que los demás parámetros se mantienen sin cambios. Puede verse que las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) para las luces LCP y RCP aumentará gradualmente con el aumento de w . Obviamente, el aumento de las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) se debe principalmente a la disminución de la C . La absorbancia de la luz LCP aumentará primero y luego disminuirá ligeramente, mientras que la de la luz RCP disminuirá gradualmente al aumentar w , como se muestra en la Fig. 6b2. Como se muestra en la Fig. 6c1, c2, presentamos los espectros de absorbancia y las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) de las luces LCP y RCP con diferentes t _m de 20 a 50 nm en un paso de 10 nm y otros parámetros fijos. Hay casos similares al cambio de w , cuando aumenta t _m , la frecuencia de resonancia ( f _- ) para la luz LCP aumentará significativamente y la de la luz RCP aumentará ligeramente. En este caso, la L disminuirá con el aumento de t _m , lo que resulta en el aumento de las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ). Además, la absorbancia de las luces LCP y RCP aumentará primero y luego disminuirá al aumentar t _m , como se muestra en la Fig. 6c2. Finalmente, ilustramos los espectros de absorbancia y las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) para luces LCP y RCP con diferentes t _s ( t _s =110 nm, 120 nm, 130 nm y 140 nm), mientras que otros parámetros se mantienen sin cambios, como se muestra en la Fig. 6d1, d2. Se puede observar que cuando aumenta t _s , la absorbancia del LCP aumentará gradualmente, mientras que la de la luz RCP disminuirá ligeramente, como se muestra en la Fig. 6d1. Además, las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) para las luces LCP y RCP disminuyen gradualmente cuando aumenta t _s , como se muestra en la Fig. 6d2. En este caso, la C aumentará cuando aumente t _s , lo que resulta en la disminución de las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ). Se puede concluir que las frecuencias de resonancia ( f _- , f ₊ ) y el nivel de absorción de las luces RCP y LCP son sensibles a los parámetros geométricos de la celda unitaria de la nanoestructura quiral diseñada. Por lo tanto, las propiedades de absorción selectiva del CMSA propuesto se pueden ajustar dinámicamente variando los parámetros de estructura.