Los efectos de acoplamiento de los polaritones de plasma superficial y las resonancias magnéticas dipolo en metamateriales

Métodos

La Figura 2 muestra los espectros de absorción y reflexión calculados de una serie de metamateriales bajo una incidencia normal de luz, con el período de matriz p _x a lo largo de la x -La dirección del eje aumentó de 550 a 900 nm en pasos de 50 nm. Para cada p _x , se encuentran dos modos de resonancia en los espectros, que dan como resultado la aparición de dos picos de absorción y dos caídas de reflexión en la Fig. 2a yb, respectivamente. Las posiciones y los anchos de banda de dos modos de resonancia dependen en gran medida del período de la matriz p _x . Para p _x =900 nm, el pico de absorción agudo derecho casi llega a 1. Una absorción de luz tan fuerte en las estructuras MIM se denomina habitualmente absorción perfecta [64,65,66]. Además, también hemos investigado el efecto del período de matriz p _y a lo largo de la y -dirección del eje en las propiedades ópticas de los metamateriales (no se muestra aquí). Se encuentra que al cambiar simultáneamente p _y no tiene un efecto significativo en las propiedades ópticas, excepto por la aparición de un modo SPP de alto orden cuando ambos p _x y p _y se aumentan a 700 nm. El modo SPP de orden superior tendrá un desplazamiento rojo obvio para que el período de la matriz se incremente aún más. En la figura 2, manteniendo p _y =500 nm sin cambios, solo el modo SPP de orden más bajo se propaga en el x -La dirección del eje se excita en el rango espectral de interés. A continuación, demostraremos que estos dos modos de resonancia se originan a partir del fuerte acoplamiento entre SPP y resonancias MD en los metamateriales diseñados.

Absorción de incidencia normal ( a ) y reflexión ( b ) espectros de metamateriales mostrados esquemáticamente en la Fig. 1, en el rango de longitud de onda de 550 a 1000 nm. El período de la matriz p _x a lo largo de la x -La dirección del eje varía de 550 a 900 nm en pasos de 50 nm. Los otros parámetros geométricos: d =150 millas náuticas, h =50 millas náuticas, t =30 nm y p _y =500 nm. Para mayor claridad, espectros individuales en a y b están desplazados verticalmente en un 90 y 60% entre sí, respectivamente

Para revelar el mecanismo físico de dos modos de resonancia en la Fig.2, hemos propuesto un modelo de acoplamiento de dos osciladores para predecir con precisión las posiciones de dos modos de resonancia para diferentes períodos de matriz p _x . En el modelo de acoplamiento, uno de los osciladores es SPP y el otro es MD. El fuerte acoplamiento entre SPP y MD conduce a la formación de dos modos hibridados, es decir, los estados de alta y baja energía, cuyas energías se pueden calcular mediante la ecuación [67]:

Aquí, E _MD y E _SPP son las energías de excitación de MD y SPP, respectivamente; y Δ representa la fuerza de acoplamiento. En la Fig.3, los círculos negros abiertos muestran las posiciones de dos modos de resonancia para diferentes períodos de matriz p _x , y las dos ramas de las líneas rojas dan los resultados correspondientes calculados por el modelo de oscilador acoplado con la fuerza de acoplamiento Δ =100 meV. Obviamente, el modelo anterior predijo bien las posiciones de dos modos de resonancia. Esto sugiere que la aparición de dos modos de resonancia en la Fig. 2 es el resultado de la interacción de SPP y MD en metamateriales.

Los círculos negros abiertos muestran las posiciones de los picos de absorción o las caídas de reflexión en la Fig. 2, y dos líneas curvas rojas dan las posiciones correspondientes predichas por el modelo de acoplamiento de los SPP y el modo MD. También se presentan las longitudes de onda de resonancia de los SPP (línea diagonal negra) y el modo MD (línea verde horizontal)

La línea diagonal negra en la Fig.3 da las longitudes de onda de excitación de los SPP para diferentes períodos de matriz p _x , que se calcula haciendo coincidir el vector recíproco de la red de nanodiscos Ag con el impulso de los SPP en una incidencia normal [68]. La línea verde horizontal en la Fig. 3 muestra la posición del modo MD, cuya longitud de onda de resonancia está determinada principalmente por el tamaño de los nanodiscos de Ag y el espesor del SiO ₂ spacer, pero es independiente de los períodos de la matriz. En el cruce de las dos líneas para p _x =750 nm, SPP y MD se superponen en posiciones, que están fuertemente acopladas entre sí. Por lo tanto, las posiciones de dos modos de resonancia en la Fig. 2 exhiben un obvio anti-cruce, formando así un fenómeno interesante de escisión Rabi [67]. Lejos del régimen de acoplamiento fuerte, las posiciones de dos modos de resonancia siguen aproximadamente una de las dos líneas.

Además de la división de Rabi, otro efecto del fuerte acoplamiento entre SPP y MD es la mejora de los campos magnéticos. Para exhibir este efecto, en la Fig. 4, primero trazamos las distribuciones de los campos electromagnéticos en las longitudes de onda de resonancia de λ ₁ y λ ₂ etiquetado en la Fig. 3 para p _x =550 nm. En este caso, las posiciones de SPP y MD están lejos y su acoplamiento es débil, como se muestra en la Fig. 3. En la longitud de onda de resonancia de λ ₁ , los campos eléctricos están muy confinados cerca del borde de los nanodiscos de Ag y tienen dos "puntos calientes" de campo en los lados izquierdo y derecho que se extienden hacia el SiO ₂ espaciador (ver Fig. 4a). Los campos magnéticos se concentran dentro del SiO ₂ espaciador y tener un máximo debajo de los nanodiscos Ag (ver Fig. 4b). Estas propiedades de distribución de los campos electromagnéticos son principalmente las características típicas de una resonancia MD [69, 70, 71]. En la longitud de onda de resonancia de λ ₂ , bandas de campo electromagnético paralelas que se extienden a lo largo de y -se forman la dirección del eje, aunque se alteran cerca de los nanodiscos de Ag (ver Fig. 4c yd). De hecho, estas distribuciones de campos electromagnéticos corresponden principalmente a la excitación de los SPP [68].

un - d Intensidad de campo eléctrico normalizado ( E / E _en ) ² e intensidad del campo magnético ( H / H _en ) ² en el xoz plano a través del centro del SiO ₂ espaciadores en las longitudes de onda de resonancia de λ ₁ y λ ₂ etiquetado en la Fig. 3. Las flechas rojas representan la dirección del campo y los colores muestran la intensidad del campo

En la Fig. 5, trazamos las distribuciones de los campos electromagnéticos en las longitudes de onda de resonancia de λ ₃ y λ ₄ etiquetado en la Fig. 3 para p _x =700 nm. En este caso, las posiciones de SPP y MD están cerca, y su acoplamiento se vuelve relativamente más fuerte, como se muestra en la Fig. 3. Como resultado, las posiciones de dos modos de resonancia se desplazan al rojo de λ ₁ y λ ₂ a λ ₃ y λ ₄ , respectivamente, y los campos electromagnéticos cerca de los nanodiscos de Ag se mejoran aún más. Como se ve claramente en la Fig. 5a yb, en la longitud de onda de resonancia de λ ₃ , los campos eléctricos y magnéticos máximos se mejoran para ser aproximadamente 3500 y 2560 veces el campo incidente, que son 1,80 y 1,82 veces más fuertes que los valores correspondientes en las longitudes de onda de resonancia de λ ₁ , respectivamente. En la Fig. 5c yd, los campos eléctricos y magnéticos máximos en la longitud de onda de resonancia de λ ₄ se mejoran para ser aproximadamente 1650 y 870 veces del campo incidente, que son 6,98 y 3,53 veces más fuertes que los valores correspondientes en las longitudes de onda de resonancia de λ ₂ , respectivamente.

un - d Lo mismo que en la Fig.4 pero a las longitudes de onda de resonancia de λ ₃ y λ ₄ etiquetado en la Fig. 3

La Figura 6 muestra las distribuciones del campo electromagnético en las longitudes de onda de resonancia de λ ₅ y λ ₆ etiquetado en la Fig. 3 para p _x =900 nm. El modo mixto en λ ₅ tiene un ancho de banda muy estrecho, como se ve claramente en la Fig. 2. Como resultado, sus campos electromagnéticos se mejoran enormemente, con los campos eléctricos y magnéticos máximos excediendo 6500 y 6100 veces los campos incidentes, respectivamente. La enorme mejora de los campos electromagnéticos puede encontrar aplicaciones potenciales en la óptica y la detección no lineales [72, 73]. En la Fig. 6b, existen tres bandas de realce de campo relativamente débiles paralelas en el y -Dirección del eje y un punto de acceso de campo pronunciado en el centro. Tal distribución de campo indica directamente la característica de hibridación de SPP y MD. El modo mixto en λ ₆ tiene un ancho de banda amplio, que tiene más componente de MD que SPP, como se indica en la Fig. 6c y d.

un - d Lo mismo que en la Fig.4 pero a las longitudes de onda de resonancia de λ ₅ y λ ₆ etiquetado en la Fig. 3

Conclusiones

En este trabajo, hemos investigado numéricamente los efectos de acoplamiento de SPP y resonancias MD en metamateriales, que se componen de una matriz de nanodiscos de Ag y un SiO ₂ espaciador sobre un sustrato de Ag. Las interacciones del plasmón de campo cercano entre los nanodiscos de Ag individuales y el sustrato de Ag forman resonancias MD. La periodicidad de la matriz de nanodiscos de Ag conduce a la excitación de SPP en la superficie del sustrato de Ag. Cuando las longitudes de onda de excitación de los SPP se sintonizan para estar cerca de la posición de las resonancias MD variando el período de la matriz de nanodiscos Ag, las SPP y las resonancias MD se acoplan en dos modos hibridados, cuyas posiciones pueden predecirse con precisión mediante un modelo de acoplamiento de dos osciladores. En el fuerte régimen de acoplamiento de resonancias SPP y MD, los modos hibridados exhiben un obvio anti-cruzamiento y, por lo tanto, resultan en un interesante fenómeno de escisión Rabi. Al mismo tiempo, los campos magnéticos debajo de los nanodiscos de Ag se mejoran en gran medida, lo que puede encontrar algunas aplicaciones potenciales, como la no linealidad magnética.

Monocapa de nanocables de plata grabada químicamente y alineada como sustratos de dispersión Raman mejorados en la superficie Eficacia antitumoral y farmacocinética mejoradas de la bufalina mediante liposomas pegilados