Metasuperficies plasmónicas ópticamente activas basadas en la hibridación de acoplamiento en el plano y acoplamiento fuera del plano

Resumen

Las metasuperficies plasmónicas han atraído mucha atención en los últimos años debido a muchas perspectivas prometedoras de aplicaciones tales como conmutación de polarización, mejora del campo eléctrico local (FE), absorción casi perfecta, sensores, dispositivos de luz lenta y nanoantenas. Sin embargo, muchos problemas en estas aplicaciones, como velocidades de conmutación de solo gigahercios de interruptores electro-ópticos, factor de baja calidad (Q) de resonancias plasmónicas y una figura de mérito (FOM) relativamente baja de detección, limitan severamente el desarrollo posterior de la metasuperficie plasmónica. . Además, al trabajar como nanoantenas, también es un desafío realizar tanto una FE eléctrica local superior a 100 como una absorción casi perfecta superior al 99%. Aquí, utilizando el método de elementos finitos y los métodos de dominio de tiempo de diferencia finita respectivamente, presentamos en primer lugar una nueva metasuperficie plasmónica sintonizable ópticamente basada en la hibridación del acoplamiento de campo cercano en el plano y el acoplamiento de campo cercano fuera del plano, que proporciona una buena solución a estos graves y urgentes problemas. Un fenómeno físico de transparencia inducida electromagnéticamente se obtiene mediante la interferencia destructiva entre dos modos de plasmón. Al mismo tiempo, los picos de absorción perfectos ultranítidos con factor Q ultra alto (221,43) se alcanzan alrededor de 1550 nm, lo que puede conducir a una FOM ultra alta (214,29) en la aplicación de detección. Particularmente, mediante el uso de CdO dopado con indio, esta metasuperficie también se demuestra en primer lugar que es un polarizador reflectante óptico de femtosegundos en la región del infrarrojo cercano, que posee una relación de extinción de polarización ultra alta. Mientras tanto, operando como nanoantenas, esta metasuperficie logra simultáneamente una fuerte FE eléctrica local (| E _loc | / | E ₀ |> 100) y una absorción casi perfecta superior al 99,9% por primera vez, lo que beneficiará a una amplia gama de aplicaciones, incluida la división del agua fotocatalítica y la absorción infrarroja mejorada en la superficie.

Antecedentes

Las metasuperficies plasmónicas, como versiones bidimensionales de metamateriales, tienen una amplia gama de fenómenos y aplicaciones prometedores que incluyen cambio de polarización [1], rotador de haz [2], resonancia Fano [3,4,5,6,7], nanoantenas [8 , 9,10], índice de refracción negativo [11, 12], absorbentes casi perfectos [13,14,15] y camuflaje de invisibilidad. Especialmente, se ha prestado mucha atención al estudio del fenómeno de transparencia inducida electromagnéticamente (EIT) y la resonancia Fano basada en metasuperficies plasmónicas debido a muchas aplicaciones potenciales como la dispersión Raman mejorada en la superficie (SERS) [3], la absorción infrarroja mejorada en la superficie (SEIRA ) [16], detección de índice de refracción [17,18,19,20,21] y almacenamiento de información cuántica. Los conceptos de resonancia EIT y Fano se descubrieron originalmente en el sistema cuántico. La EIT se obtiene por la interferencia destructiva entre dos modos de plasmón en el sistema clásico. Entonces, si la EIT se genera cuando un modo de plasmón más estrecho interfiere destructivamente con un modo de plasmón más amplio, el espectro resultante tendrá una forma de línea de Fano. Zhang y col. Primero realizó resonancia Fano y EIT en una nanoestructura plasmónica con un elemento brillante y oscuro en un plano [22]. Sin embargo, para la mayoría de las metasuperficies plasmónicas informadas basadas en el acoplamiento plasmónico en el plano que opera en una región visible o infrarroja cercana (NIR), la fuerza de acoplamiento está determinada por el tamaño exacto de la brecha entre los elementos resonantes, pero logrando una precisión sub-10- nm brechas sigue siendo un desafío debido a las limitaciones de la tecnología de fabricación actual [8]. Pero estas nanoestructuras dependen en gran medida de la pequeña distancia entre partículas, lo que no es favorable para la producción de gran superficie. A diferencia de la metasuperficie basada en el efecto de acoplamiento en el plano, Liu et al. EIT plasmónica demostrada experimentalmente utilizando apilamiento vertical de los elementos metamateriales por primera vez [23]. Posteriormente, se han propuesto recientemente varios metamateriales (o metasuperficies) basados en el diseño plano o vertical de nanoestructuras plasmónicas y se ha demostrado que logran fenómenos similares a EIT y resonancias Fano [24,25,26,27,28,29,30,31 , 32,33,34,35]. Amin y col. demostraron la forma de línea espectral asimétrica de Fano y una ventana de EIT estrecha en la respuesta del resonador construido utilizando tanto el marco dorado como el parche de grafeno en un plano [17]. Sin embargo, el factor de calidad de la resonancia Fano en esta estructura metálica es muy bajo debido a las pérdidas ópticas en el metal que provocan un ensanchamiento significativo de las resonancias plasmónicas, lo que también es un problema extremadamente común en nanoestructuras plasmónicas que utilizan metales [36,37,38, 39,40,41,42]. Hasta donde sabemos, los factores Q de la mayoría de las resonancias Fano informadas en la región visible y NIR son generalmente inferiores a 10 [36,37,38,39,40,41,42,43]. Recientemente, Dayal et al. demostraron unas metasuperficies metálicas basadas en el modo de galería susurrante que realizaban resonancias Fano plasmónicas de alto Q (llegando a 79) en frecuencias NIR [5]. Sin embargo, esta resonancia Fano informada solo se puede lograr en una longitud de onda específica, que también es otro problema común que restringe seriamente los desarrollos y aplicaciones posteriores de la resonancia Fano o fenómenos EIT. La manipulación activa de la ventana de resonancia Fano o EIT es muy deseable para muchas aplicaciones prácticas [19, 21, 35, 43]. Xia y col. diseñaron y demostraron numéricamente un sistema PIT sintonizable compuesto de capas de grafeno planas y curvadas sinusoidalmente, que pueden evitar cualquiera de los patrones de la hoja de grafeno [44]. En 2017, Yang et al. logró experimentalmente una resonancia de absorción altamente controlable con factor de alta calidad, que se demostró en primer lugar como una conmutación de polarización óptica de femtosegundos basada en una metasuperficie plasmónica en una región del infrarrojo medio [1]. Además, en este trabajo también se observa una mejora máxima del campo eléctrico que alcanza 41,8. Es deseable emplear nanoantenas plasmónicas que den como resultado no solo "puntos calientes" con una gran mejora del campo local, sino también una absorción casi perfecta. Aunque se ha avanzado enormemente en la exploración de la mejora del campo eléctrico local y la mejora de la absorción, logrando fuertes mejoras del campo eléctrico local (| E _loc | / | E ₀ |> 100) y la absorción casi perfecta (> 99%) simultáneamente sigue siendo un desafío, que beneficiará a una amplia gama de aplicaciones, incluidos sensores plasmónicos, separación de agua fotocatalítica, SERS y SEIRA. Por otro lado, a excepción del cambio de polarización informado por Yang et al. [1], la mayoría de los dispositivos selectivos de polarización tradicionales, como placas de ondas y polarizadores basados en efectos electroópticos, son estáticos o funcionan con velocidades de conmutación de solo gigahercios, que están limitadas por la electrónica requerida [45, 46]. Así, para los fenómenos o aplicaciones del efecto EIT, la resonancia Fano y las nanoantenas plasmónicas basadas en una metasuperficie plasmónica, la mayoría de los trabajos previamente reportados suelen sufrir estos graves y urgentes problemas:(i) el ensanchamiento de las resonancias plasmónicas debido a grandes pérdidas ópticas en metales [5]; (ii) longitud de onda operativa no ajustable del efecto EIT o resonancias Fano [35]; (iii) el desafío de lograr fuertes mejoras del campo eléctrico local (| E _loc | / | E ₀ |> 100) y absorción casi perfecta (> 99%) simultáneamente [8]; (iv) en general, solo velocidades de conmutación de gigahercios de dispositivos selectivos de polarización que operan en la región visible o NIR [1].

En este trabajo, utilizando el dominio de tiempo de diferencia finita (FDTD) y el método de elementos finitos (FEM) respectivamente, proponemos y demostramos numéricamente una metasuperficie plasmónica ópticamente activa basada en la hibridación de acoplamiento en el plano y acoplamiento fuera del plano. En este sistema de metasuperficie, el efecto similar a EIT se puede lograr rompiendo la simetría de la estructura, y la longitud de onda operativa de las viudas de EIT se puede ajustar cambiando el índice de refracción de la capa de CdO, que se puede controlar ópticamente ajustando la luz de la bomba. [1]. En este espectro de reflexión similar al EIT, se obtiene una alta resonancia plasmónica de factor Q a una longitud de onda de 1550 nm, que es mucho más alta que la de trabajos previamente reportados [36,37,38,39,40,41,42,43 ]. Particularmente, debido a la independencia de polarización de la metasuperficie, esta metasuperficie plasmónica que usa cadmio dopado con In también puede funcionar como un interruptor de polarización de femtosegundos para luz polarizada en TM a 1550 nm. Al sintonizar la luz de la bomba, desplazamos espectralmente al rojo las resonancias plasmónicas y la metasuperficie logra una gran profundidad de modulación de la reflexión de la luz polarizada en TM de 0.003 a 60%, mientras se mantiene una reflexión cercana a uno para la onda polarizada en TE. Hasta donde sabemos, una profundidad de modulación tan grande es mucho mayor que la de los sistemas de conmutación plasmónica informados anteriormente [47,48,49,50,51,52,53,54,55]. Tenga en cuenta que el interruptor de polarización de femtosegundos se demuestra en primer lugar numéricamente en función de la metasuperficie plasmónica a través de la hibridación del acoplamiento en el plano y el acoplamiento fuera del plano. Al mismo tiempo, esta metasuperficie puede lograr una absorción casi perfecta por encima del 99,9% y una mejora máxima del campo eléctrico que alcanza 108 simultáneamente, y la mejora eléctrica fuerte se limita dentro de un área circular con un diámetro de solo 3 nm, lo que es muy beneficioso para una sola detección de moléculas para muchas espectroscopias de superficie mejorada. Además, debido a la sensibilidad del cambio del índice de refracción y la resonancia plasmónica ultra nítida, esta metasuperficie también puede funcionar como un sensor de índice de refracción de figura de mérito ultra alta (FOM).

Métodos

La metasuperficie propuesta se muestra esquemáticamente en la Fig. 1a. La Figura 1b presenta la sección transversal de una celda unitaria de la metasuperficie con parámetros geométricos, que consta de dos grupos de barras de oro y una capa de polímero. Cada grupo tiene dos barras de oro separadas por una nano-iluminación. Un grupo de lingotes de oro se coloca sobre la capa de polímero y el otro grupo de lingotes de oro se incrusta en la capa de polímero. La matriz de nanobar de oro asimétrica se coloca periódicamente sobre el sustrato de oro grueso con una periodicidad de P =1395 nm. La metasuperficie propuesta está iluminada por una luz magnética transversal (TM) normalmente incidente (el componente magnético perpendicular a la luz incidente). En este cálculo, para asegurar la confiabilidad y precisión de los resultados simulados, empleamos métodos FDTD y FEM para calcular las propiedades ópticas y las distribuciones del campo electromagnético de la metasuperficie propuesta, respectivamente. El cálculo FEM se realiza mediante el software comercial COMSOL MULTIPHYSICS. La condición de límite de período se aplica en el x dirección y establecemos la capa perfectamente emparejada (PML) en el límite de la y dirección. El tamaño de la malla es de 0,8 nm tanto en x y y direcciones. La permitividad del Au se describe mediante el modelo de Drude, y el índice de refracción del polímero es 1,5 [36, 56, 57]. El fondo de la simulación se asume en el aire con n _aire =1. La absorción viene dada por A =1 - R , debido a un sustrato de Au opaco ( T =0) [58].

un Estructura esquemática de la metasuperficie propuesta. b Sección transversal de la metasuperficie plasmónica con los parámetros geométricos

Resultados y discusión

Como se muestra en la Fig. 2a, calculamos y representamos los espectros de reflexión y absorción de la metasuperficie propuesta alrededor de 1550 nm con incidencia normal bajo luz polarizada TM. Para el espectro de absorción, hay dos picos de absorción distintos ubicados a 1550 y 1588 nm con una eficiencia de absorción casi perfecta por encima del 99,9%, respectivamente. A partir del espectro de reflexión que se muestra en la Fig. 2b, observamos una respuesta espectral similar a la EIT de esta metasuperficie en este rango de longitud de onda, y los mismos resultados de los espectros de reflexión se demuestran mediante el uso de FDTD y FEM, respectivamente. El espectro de reflexión de la metasuperficie propuesta bajo polarización TE (el componente eléctrico perpendicular al plano incidente) también se presenta en la Fig. 2b con una línea negra, y la reflexión es cercana a uno que indica que no ocurre absorción en esta metasuperficie para la polarización TE. La dependencia de la polarización de esta metasuperficie se puede explicar fácilmente por el diseño asimétrico de la metasuperficie propuesta. Por lo tanto, esta metasuperficie se acopla de manera eficiente para la polarización TM y permanece oscura para la polarización TE.

un Espectros de absorción y reflexión de la metasuperficie plasmónica que se muestra en la Fig. 1. b Los espectros de reflexión de la metasuperficie mostrados en la Fig. 1 calculados por FDTD y FEM, respectivamente. c La metasuperficie plasmónica compuesta por dos barras de oro con diferentes distancias del sustrato de oro. d Espectro de reflexión de la metasuperficie plasmónica que se muestra en c

Para explicar fácilmente el fenómeno similar a EIT de la metasuperficie propuesta en la Fig. 2a, inicialmente consideramos una metasuperficie relativamente simple sin nanoslit que se muestra en la Fig. 2c, que se compone de dos nanobarras de oro con diferentes distancias del sustrato de oro. El espectro de reflexión de esta metasuperficie sin nanoslit se calcula y se representa en la Fig. 2d. Claramente, surge una respuesta espectral similar a la EIT con una forma de línea asimétrica, que puede deberse al efecto de acoplamiento entre las dos barras de oro. Luego, se investiga el proceso de ruptura de simetría (Fig. 3a-c) de la estructura para aclarar el proceso de formación subyacente de la ventana similar a EIT. Las variaciones de los espectros reflectantes con el cambio de ∆d se calculan y se muestran en la Fig. 3d. Para ∆d =0, solo hay una caída de reflexión alrededor de 1653 nm en la banda de ondas de trabajo, como se muestra en la Fig. 3e. Como ∆d aumenta, notamos que aparece la respuesta espectral similar a la EIT con dos caídas de reflexión ( ω _Izquierda y ω _Derecha ). Si aumenta aún más ∆d , el ω _Izquierda El modo se puede mejorar aún más, y estos resultados calculados indican que el ω _Izquierda El modo puede ser muy relevante para el nanobar A de oro. Al mismo tiempo, al aumentar ∆d , la longitud de onda de resonancia de ω _Izquierda El modo muestra un ligero desplazamiento hacia el rojo y la longitud de onda de resonancia de ω _Derecha El modo permanece casi sin cambios alrededor de 1653 nm. A través del análisis anterior, la generación de fenómenos similares a EIT puede contribuir a la asimetría de la nanoestructura. Además, para interpretar la resonancia plasmónica a 1395 nm en los espectros de reflexión mostrados en la Fig. 3d, g, se comparan los espectros de reflexión entre la metasuperficie diseñada y la estructura de rejilla metálica (ver inserto de la Fig. 3g). Para la estructura de rejilla metálica, también hay una caída de resonancia a 1395 nm, como resultado de la excitación del polaritón del plasmón superficial (SPP) de estudios previamente informados [58, 59]. Por lo tanto, la resonancia plasmónica de esta metasuperficie a 1395 nm es causada por la excitación de SPP.

un - c El proceso de ruptura de simetría de la metasuperficie plasmónica que se muestra en la Fig. 2c. d Los espectros de reflexión de la metasuperficie plasmónica con varios ∆d en el rango de longitud de onda de 1100–1800 nm. e El espectro de reflexión de la metasuperficie plasmónica con ∆d =0 en el rango de longitud de onda de 1550-1800 nm. f Los espectros de reflexión de la metasuperficie plasmónica con varios ∆d en el rango de longitud de onda de 1550–1800 nm. g Los espectros de reflexión de la metasuperficie plasmónica con varios ∆d =92 nm y la estructura completamente metálica en el rango de longitud de onda de 1100–1800 nm, respectivamente

Luego, también investigamos respectivamente los espectros de reflexión de la metasuperficie construida usando sistemas nanobar acoplados con película con solo el nanobar de oro A y el nanobar de oro B, como se muestra en la Fig. 4a, b. Cuando se excita con la luz incidente TM por separado, un modo plasmón más estrecho ( ω _A ) se excita en la metasuperficie con nanobar A de oro y un modo plasmón más amplio ( ω _B ) se observa en la metasuperficie con nanobarra B de oro. Para ilustrar más claramente el mecanismo físico detrás de estos dos modos de plasmón, calculamos respectivamente las distribuciones del campo magnético en estas dos caídas de reflexión, como se muestra en la Fig. 4c, d. Las flechas rojas presentan corrientes mientras que el mapa de colores presenta la magnitud del campo magnético. Para el ω _A En el modo mostrado en la Fig. 4a, se puede observar que el campo magnético está confinado al espacio entre el nanobar de oro A y el sustrato de oro. Además, las corrientes antiparalelas se observan en las interfaces metálicas internas superior e inferior. Por lo tanto, el modo plasmón se asocia principalmente con la resonancia magnética causada por las corrientes circulantes, y la energía de la luz incidente se disipa por la pérdida óhmica de metal, lo que provoca la caída de reflexión en ω _A modo. Entonces, para el ω _B modo en la Fig. 4b, las corrientes circulantes están en la dirección opuesta a la de las corrientes del ω _A modo, que también puede excitar la resonancia magnética. Para el sistema nanobar acoplado con película con nanobar A de oro y nanobar B de oro, el fenómeno de la Fig. 5a también se puede tratar como resonancias Fano dobles con dos caídas de reflexión ( ω _Izquierda y ω _Derecha ) debido a la forma asimétrica de la línea [3]. Esta forma de línea espectral asimétrica similar a Fano y una ventana similar a EIT se obtienen de la interferencia destructiva entre el modo plasmón más estrecho ( ω _A ) que se muestra en la Fig. 4a y el modo plasmón más amplio ( ω _B ) que se muestra en la Fig. 4b. Hasta donde sabemos, las resonancias de Fano se observan primero en matrices estructuradas artificialmente de resonadores de la misma forma con posiciones asimétricas.

un Espectro de reflexión de la metasuperficie plasmónica con solo el nanobar de oro A. b Espectro de reflexión de la metasuperficie plasmónica con solo el nanobar B de oro. c Distribuciones de campo magnético calculadas H de la metasuperficie a longitudes de onda resonantes de ω _A modo. d Distribuciones de campo magnético calculadas H de la metasuperficie a longitudes de onda resonantes de ω _B modo. (El grosor del oro A y del oro B es de 92 nm; el ancho del oro A y del oro B es de 92 nm; el grosor del polímero es de 110 nm; el período es de 1395 nm)

un Espectro de reflexión de la metasuperficie plasmónica que se muestra en la Fig. 2. b , c Distribuciones de campo magnético calculadas H de la metasuperficie en longitudes de onda resonantes de ω _Izquierda modo y ω _Derecha modo, respectivamente. d , e Distribuciones de campo eléctrico calculadas (| E _loc | / | E ₀ |) de la metasuperficie en longitudes de onda resonantes del ω _Izquierda modo y ω _Derecha modo, respectivamente

Para explorar más a fondo el mecanismo físico detrás de estas dos resonancias plasmónicas ( ω _Izquierda y ω _Derecha ) que se muestra en la Fig. 4c, el campo magnético H y el campo eléctrico | E _loc | / | E ₀ | Las distribuciones en las longitudes de onda de estas dos resonancias se calculan y se representan en la Fig. 5. Por un lado, según la Fig. 5b, c, los campos magnéticos se localizan principalmente en la capa dieléctrica entre las nanobarras de oro y el sustrato de oro, que es la característica clave del acoplamiento fuera del plano entre las barras de oro y el sustrato de Au. Claramente, se observan diferentes distribuciones de campo para estas dos resonancias excitadas en dos picos de absorción. Para el ω _Izquierda modo, el campo magnético se localiza en el espacio entre el nanobar de oro A y el sustrato de oro, lo que indica que el ω _Izquierda El modo está estrechamente relacionado con el acoplamiento fuera del plano entre el nanobar de oro A y el sustrato de oro, que es similar pero no igual al campo magnético del ω _A modo en la Fig. 4c debido al acoplamiento entre el ω _A modo y ω _B modo. Para el ω _Derecha modo, el campo magnético se localiza en el nanogap entre el oro nanobar B y el sustrato. Por lo tanto, el ω _Derecha El modo contribuye principalmente al acoplamiento fuera del plano entre el nanobar de oro B y el sustrato de oro. Por otro lado, los campos eléctricos están fuertemente potenciados y localizados en un área ultrapequeña en los bordes de las barras de oro. Entonces, a excepción de los fenómenos físicos de EIT, esta metasuperficie también puede tratarse como nanoantenas plasmónicas (PN), confinando las luces incidentes en el espacio libre en una región de sub-longitud de onda con la mejora del campo local, que es una investigación muy importante y fundamental para sistemas nanofotónicos. Aquí, el factor | E _loc | / | E ₀ | se define para evaluar el rendimiento de las mejoras del campo eléctrico local de las PN. Como se muestra en la Fig. 5d, e, las mejoras del campo eléctrico local de la metasuperficie pueden alcanzar hasta 75. Sin embargo, aunque las mejoras del campo eléctrico local se logran usando sistemas nanobar acoplados con película, de acuerdo con la Fig. 4c, todavía hay un problema. una cantidad considerable de trabajo por hacer para lograr una absorción casi perfecta, lo que da como resultado una pequeña profundidad de modulación. A partir de investigaciones anteriores [8], sabemos que lograr una gran mejora del campo eléctrico local y una absorción casi perfecta beneficiará a una amplia gama de aplicaciones, incluidos los sensores plasmónicos, la división de agua fotocatalítica, SERS y SEIRA. Además, esta estructura de metasuperficie muestra un ancho de línea relativamente más amplio. Debido a que el factor Q de resonancia plasmónica se define como Q =λ / ancho completo a la mitad del máximo (FWHM), una resonancia más amplia conducirá a una resonancia plasmónica Q más baja. Por lo tanto, la amplia FWHM y la pequeña profundidad de modulación de esas resonancias pueden obstaculizar aplicaciones como la detección del índice de refracción, el cambio de polarización y la ralentización de la luz, donde se desea una respuesta espectral nítida.

Para realizar simultáneamente una gran mejora del campo eléctrico local, una absorción casi perfecta y una alta resonancia de factor Q, aquí presentamos el concepto de hibridación de acoplamiento de plasmón fuera del plano y acoplamiento de plasmón en el plano en este trabajo. Claramente, en comparación con la metasuperficie nanobar acoplada con película basada en el acoplamiento fuera del plano, esta metasuperficie propuesta en la Fig. 1 tiene propiedades de absorción superiores como se muestra en la Fig. 2. En particular, la FWHM de la resonancia plasmónica a 1550 nm es de 7 nm. , lo que da como resultado un factor Q (Q = λ / FWHM =1550 nm / 7 nm) de 221.43, que es mucho más alto que los de trabajos reportados previamente [36,37,38,39,40,41,42]. Luego, para obtener más conocimientos físicos sobre las resonancias Fano de alto Q y la absorción perfecta que surge de la metasuperficie original en la Fig.1, trazamos la distribución del campo eléctrico y magnético simulado en longitudes de onda de resonancia de 1550 nm ( ω ₁ ) y 1588 nm ( ω ₂ ), como se muestra en la Fig. 6. Claramente, el campo magnético se encuentra principalmente en el espacio entre la barra de oro y el sustrato de oro, y parte del campo magnético se propaga a la nano-capa entre dos nanobarras de oro. A diferencia del campo eléctrico que solo resulta del acoplamiento fuera del plano como se muestra en la Fig. 5d, e, el campo eléctrico de esta metasuperficie propuesta también está fuertemente localizado dentro de un área ultrapequeña entre las dos barras de oro según la Fig. 6c, d, que significa el fuerte acoplamiento de plasmón superficial localizado (LSP) entre las dos nanobarras de oro. La Figura 6c muestra que la mejora máxima del campo eléctrico en la longitud de onda resonante puede alcanzar hasta 108, alrededor de 1,4 veces en comparación con la única metasuperficie acoplada con película que se muestra en la Figura 5d, que es mucho más alta que las de las nanoantenas reportadas anteriormente [21 , 60,61,62,63,64,65]. Particularmente, podemos observar claramente que el ultrapequeño "punto caliente" que presenta el fuerte realce eléctrico está confinado dentro de un área circular con un diámetro de solo 3 nm. Por lo tanto, se ha demostrado que estos sistemas de metasuperficie hibridados tienen simultáneamente una absorción superior, una gran mejora eléctrica local y una pequeña resolución lateral, que son muy útiles para probar las propiedades precisas de moléculas individuales para muchas espectroscopias de superficie mejorada, debido a su capacidad de soportar tanto el LSP como los acoplamientos fuera del plano.

un , b Distribuciones de campo magnético calculadas H de la metasuperficie a longitudes de onda resonantes de 1550 y 1588 nm, respectivamente. c , d Distribuciones de campo eléctrico calculadas (| E _loc | / | E ₀ |) de la metasuperficie a longitudes de onda resonantes de 1550 y 1588 nm, respectivamente

De los resultados del análisis en la Fig. 2b, sabemos que la metasuperficie se acopla de manera eficiente para la polarización TM y permanece oscura para la polarización TE, debido al diseño asimétrico, que tiene una aplicación potencial en el interruptor de polarización. Luego, considerando que el índice de refracción del PVA (poli (alcohol vinílico) se puede cambiar con la alteración de la potencia de la bomba [36, 56, 57], la longitud de onda operativa de las resonancias plasmónicas generalmente se puede cambiar variando el índice de refracción de la capa dieléctrica. Luego, la Fig. 7a, b ilustra que la metasuperficie propuesta puede funcionar como un interruptor de polarización, que se basa en un polarizador reflectante que contiene una resonancia sintonizable para la luz polarizada TM cambiando el índice de refracción de PVA. Claramente, como se muestra en la Fig. . 7b, sin un estímulo externo, la luz polarizada TM se absorbe completamente a una longitud de onda de 1550 nm (estado "apagado"), y esta metasuperficie puede reflejar completamente la luz polarizada TM a una longitud de onda de 1565 nm (estado "encendido") . Con un estímulo externo, la resonancia Fano para la onda polarizada TM se desplaza a 1565 nm (estado "apagado"), y esta metasuperficie se vuelve completamente reflectante para la luz polarizada TM a 1550 nm (estado "encendido"). en la Fig. 7b, esta metasuperficie puede izar un cambio de valor de reflexión de 0,009 a 98% a 1550 nm, y una profundidad de modulación tan grande es mucho más alta que los sistemas de conmutación plasmónica informados anteriormente. Por otro lado, según la Fig. 7b, el reflejo de la luz incidente permanece cerca de uno con y sin el estímulo externo para la polarización TE (estado "encendido"). Por lo tanto, esta metasuperficie puede realizar un interruptor de polarización para luz polarizada TM basado en un polarizador reflectante con una relación de extinción de 11.000 ( R _TE / R _TM =0,99 / 0,00009 =11 000) a 1550 nm. También damos un cálculo sobre el efecto del ángulo de polarización φ en los espectros de reflexión, como se muestra en la Fig. 7c. Claramente, el rendimiento de absorción se deteriorará gradualmente en las longitudes de onda resonantes al aumentar φ , lo que puede explicarse por el hecho de que el campo eléctrico incidente E puede descomponerse en luz polarizada TE y TM y la luz polarizada TE se refleja. Con base en los resultados calculados en la Fig. 7c, las polarizaciones de salida proyectadas de la metasuperficie, con y sin una bomba, a 1550 y 1588 nm se representan en la Fig. 7d.

un Estructura esquemática de la metasuperficie propuesta con luz de bomba. b Los espectros de reflexión de la metasuperficie propuesta con luz incidente polarizada TM y TE, con y sin luz de bombeo. c Los espectros de reflexión de la metasuperficie propuesta con varios ángulos de polarización. d Las polarizaciones de salida proyectadas de la metasuperficie, con y sin bomba, a 1550 y 1588 nm

El CdO dopado es un tipo de material plasmónico sintonizable ópticamente, y el interruptor de polarización de femtosegundos que opera a 2,8 μm basado en la película de CdO fotoexcitado se ha demostrado experimentalmente en la literatura reciente [1]. Con el fin de mejorar aún más la capacidad sintonizable de nuestra estructura EIT, investigamos las propiedades ópticas de la metasuperficie propuesta utilizando CdO [1]. La estructura esquemática de la metasuperficie basada en CdO con parámetros geométricos se muestra en la Fig. 8a. El índice de refracción de MgO y CdO se obtiene de las referencias [1, 66], respectivamente. Según la Fig. 8b, mostramos los espectros de reflexión con y sin bomba alrededor de 1568 nm. En el estado estático "encendido", la metasuperficie propuesta es un polarizador que refleja la onda polarizada TE y absorbe completamente la onda polarizada TM a una longitud de onda de 1568 nm. En el estado estático "apagado", la metasuperficie propuesta se vuelve reflectante para las polarizaciones TM y TE a 1568 nm, y la resonancia para la onda polarizada TM se desplaza a 1581 nm, debido al cambio del índice de refracción del CdO dopado con In por un estímulo externo. Particularmente, este polarizador reflectante puede lograr una enorme proporción de extinción a 1568 nm para la luz polarizada en TM debido a la extremadamente baja R _min mostrado en la Fig. 8b. La enorme relación de extinción de la metasuperficie basada en CdO la convierte en una buena plataforma para el control activo de la polarización. Tenga en cuenta que, el índice de refracción del CdO se puede ajustar cambiando la potencia de la bomba, que también puede realizar un control activo de la longitud de onda operativa del efecto similar a EIT. Además, podemos encontrar que la luz de la bomba no tiene influencia sobre los otros materiales (incluido el oro, MgO), lo cual ha sido demostrado por experimentos en estas referencias [1, 36, 56, 57].

un 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].

un 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

Conclusiones

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.

Abreviaturas

EIT:: Electromagnetically induced transparency
FDTD:: Finite difference time domain
FE:: Field enhancement
FEM:: Método de elementos finitos
FOM:: Figure of merit
FWHM:: Ancho completo a la mitad del máximo
PML:: Perfectly matched layer
SEIRA:: Surface-enhanced infrared absorption
SERS:: Surface-enhanced Raman scattering

Sobreenfriamiento de agua controlado por nanopartículas y ultrasonido Diseño de un absorbedor de terahercios de banda ultra ancha sintonizable basado en varias capas de cintas de grafeno

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