基于面内耦合和面外耦合混合的光活性等离子超表面

背景

等离子超表面作为超材料的二维版本，具有广泛的应用前景，包括偏振切换 [1]、光束旋转器 [2]、法诺共振 [3,4,5,6,7]、纳米天线 [8] ,9,10]、负折射率 [11, 12]、近乎完美的吸收体 [13,14,15] 和隐形隐形。特别是，由于表面增强拉曼散射 (SERS) [3]、表面增强红外吸收 (SEIRA ) [16]、折射率传感 [17,18,19,20,21] 和量子信息存储。 EIT和Fano共振的概念最初是在量子系统中发现的。 EIT 是通过经典系统中两种等离子体模式之间的相消干涉获得的。然后，如果在较窄的等离子体模式与较宽的等离子体模式相消干涉时产生 EIT，则产生的光谱将具有 Fano 线形状。张等人。首先在一个平面上具有明暗元素的等离子体纳米结构中实现了 Fano 共振和 EIT [22]。然而，对于大多数报道的基于在可见光或近红外 (NIR) 区域运行的面内等离子体耦合的等离子体超表面，耦合强度取决于谐振元件之间间隙的精确尺寸，但实现了精确的、亚 10-由于当前制造技术的限制，纳米间隙仍然是一个挑战[8]。但这些纳米结构强烈依赖微小的粒子间距，不利于大面积生产。与基于面内耦合效应的超表面不同，Liu 等人。首次使用超材料元素的垂直堆叠实验证明了等离子体 EIT [23]。随后，最近提出并证明了许多基于等离子体纳米结构的平面或垂直设计的超材料（或超表面）以实现类 EIT 现象和 Fano 共振 [24,25,26,27,28,29,30,31 ,32,33,34,35]。阿明等人。在一个平面中使用金框架和石墨烯贴片构建的谐振器的响应中证明了不对称的类 Fano 谱线形状和狭窄的 EIT 窗口 [17]。然而，由于金属中的光学损耗导致等离子体共振显着展宽，该金属结构中法诺共振的品质因数非常低，这也是使用金属的等离子体纳米结构中极为常见的问题 [36,37,38, 39,40,41,42]。据我们所知，大多数报道的 Fano 共振在可见光和 NIR 区域的 Q 因子通常低于 10 [36,37,38,39,40,41,42,43]。最近，Dayal 等人。展示了一种基于回音壁模式的金属超表面，可在 NIR 频率下实现高 Q（达到 79）等离子体 Fano 共振[5]。然而，该报道的 Fano 共振只能在特定波长下实现，这也是严重限制 Fano 共振或 EIT 现象进一步发展和应用的另一个常见问题。 Fano 共振或 EIT 窗口的主动操纵对于许多实际应用来说是非常需要的 [19, 21, 35, 43]。夏等人。设计并数值演示了一个由正弦曲线和平面石墨烯层组成的可调 PIT 系统，它可以避免石墨烯片的任何图案 [44]。 2017 年，杨等人。通过实验实现了具有高质量因子的高度可控的吸收共振，这首先被证明是基于中红外区域等离子体超表面的飞秒光学偏振切换 [1]。此外，在这项工作中还观察到最大电场增强达到 41.8。需要使用等离子体纳米天线，不仅可以产生具有大局部场增强的“热点”，还可以产生近乎完美的吸收。尽管在增强局域电场增强和改善吸收的探索上取得了巨大进展，但实现了强局域电场增强（|E loc|/|E 0|> 100) 和接近完美的吸收 (> 99%) 仍然是一个挑战，这将有利于广泛的应用，包括等离子体传感器、光催化水分解、SERS 和 SEIRA。另一方面，除了杨等人报道的极化切换。 [1]，大多数传统的偏振选择设备，例如基于电光效应的波片和偏振器，要么是静态的，要么仅以千兆赫兹的开关速度运行，这受到所需电子设备的限制 [45, 46]。因此，对于基于等离子体超表面的 EIT 效应、Fano 共振和等离子体纳米天线的现象或应用，先前报道的大多数工作通常都面临这些严重而紧迫的问题：（i）由于大的光学损耗导致等离子体共振的拓宽在金属中 [5]; (ii) EIT 效应或 Fano 共振的不可调工作波长 [35]； (iii) 实现强局部电场增强的挑战 (|E loc|/|E 0|> 100) 和近乎完美的吸收 (> 99%) 同时 [8]； (iv) 通常，在可见光或 NIR 区域工作的偏振选择器件只有千兆赫兹的开关速度 [1]。

在这项工作中，我们分别使用有限差分时域（FDTD）和有限元方法（FEM），提出并数值证明了基于面内耦合和面外耦合混合的光学活性等离子体超表面。在这个超表面系统中，可以通过打破结构对称性来实现类 EIT 效应，并且可以通过改变 CdO 层的折射率来调整 EIT 寡妇的工作波长，可以通过调谐泵浦光来进行光学控制[1]。在这种类似 EIT 的反射光谱中，在 1550 nm 波长处获得了高 Q 因子等离子体共振，这远高于先前报道的工作 [36,37,38,39,40,41,42,43 ]。特别是，由于超表面的偏振无关性，这种使用 In 掺杂的镉的等离子体超表面也可以用作 1550 nm TM 偏振光的飞秒偏振开关。通过调整泵浦光，我们在光谱上红移了等离子体共振，并且超表面实现了 TM 偏振光反射的大调制深度，从 0.003% 到 60%，同时保持 TE 偏振波的近一反射。据我们所知，如此大的调制深度远远高于先前报道的等离子体开关系统 [47,48,49,50,51,52,53,54,55]。请注意，飞秒偏振开关首先通过面内耦合和面外耦合的混合基于等离子体超表面进行数值演示。同时，这种超表面可以实现99.9%以上近乎完美的吸收，同时最大电场增强达到108，强电场增强被限制在一个直径只有3纳米的圆形区域内，这对单许多表面增强光谱的分子检测。此外，由于折射率变化的敏感性和超尖锐的等离子体共振，该超表面还可以作为超高品质因数（FOM）折射率传感器。

方法

提出的超表面示意性地显示在图 1a 中。图 1b 显示了具有几何参数的超表面的一个晶胞的横截面，它由两组金条和一个聚合物层组成。每组有两个由纳米缝隙隔开的金条。一组金条放置在聚合物层上，另一组金条嵌入聚合物层中。不对称金纳米棒阵列以P的周期周期性排列在厚金基板上 =1395nm。所提出的超表面由垂直入射的横向磁 (TM) 光（垂直于入射光的磁分量）照亮。在本次计算中，为了确保模拟结果的可靠性和准确性，我们分别采用FDTD和FEM方法计算了所提出的超表面的光学特性和电磁场分布。 FEM 计算由商业软件 COMSOL MULTIPHYSICS 执行。周期边界条件应用于 x 方向，我们在 y 的边界上设置完美匹配层（PML） 方向。 x 中的网格尺寸均为 0.8 nm 和 y 方向。 Au的介电常数由德鲁德模型描述，聚合物的折射率为1.5[36,56,57]。模拟背景假设在空气中 n air =1. 吸收由A给出 =1 − R , 由于不透明的 Au 基板 (T =0) [58]。

一 拟议的超表面的示意图结构。 b 具有几何参数的等离子体超表面截面

结果与讨论

如图 2a 所示，我们计算并描绘了所提出的超表面在 TM 偏振光下垂直入射时在 1550 nm 附近的反射和吸收光谱。对于吸收光谱，在 1550 和 1588 nm 处有两个不同的吸收峰，分别具有 99.9% 以上的近乎完美的吸收效率。从图 2b 所示的反射光谱中，我们观察到该超表面在该波长范围内的类似 EIT 的光谱响应，并且分别使用 FDTD 和 FEM 证明了反射光谱的相同结果。在 TE 偏振（垂直于入射平面的电分量）下所提出的超表面的反射光谱也在图 2b 中用黑线表示，反射接近于反射光谱，表明该超表面中没有发生吸收用于 TE 偏振。该超表面的偏振依赖性可以通过所提出的超表面的不对称设计轻松解释。因此，该超表面对于TM极化有效耦合，对于TE极化保持暗态。

一 等离子超表面的吸收和反射光谱如图 1 所示。b 图 1 所示超表面的反射光谱分别由 FDTD 和 FEM 计算得出。 c 等离子体超表面由两个与金基板距离不同的金条组成。 d c 中显示的等离子体超表面的反射光谱

为了轻松解释图 2a 中所提出的超表面的类 EIT 现象，我们最初考虑了图 2c 中所示的没有纳米狭缝的相对简单的超表面，它由两个与金基板距离不同的金纳米棒组成。这个没有纳米狭缝的超表面的反射光谱被计算并描绘在图 2d 中。显然，出现了具有不对称线形的类似 EIT 的光谱响应，这可能是由于两个金条之间的耦合效应。然后，研究结构的对称破坏过程（图 3a-c）以阐明类 EIT 窗口的潜在形成过程。反射光谱随Δd变化的变化 在图 3d 中计算和描绘。对于 Δd =0，在工作波段中只有 1653 nm 附近有一个反射倾角，如图 3e 所示。作为 ∆d 增加，我们注意到出现了类似 EIT 的光谱响应，具有两个反射倾角 (ω 左和ω 对）。如果进一步增加Δd , ω 左模式可以进一步增强，这些计算结果表明 ω 左模式可能与金纳米棒 A 非常相关。同时，随着 Δd 的增加 ，ω的共振波长 左模有轻微红移，ω的共振波长 右模式在 1653 nm 附近几乎没有变化。通过上述分析，类似 EIT 现象的产生可能是导致纳米结构不对称的原因。此外，为了解释图 3d、g 所示反射光谱中 1395 nm 处的等离子体共振，比较了设计的超表面和金属光栅结构之间的反射光谱（参见图 3g 的插图）。对于金属光栅结构，在 1395 nm 处也存在共振下降，这是由先前报道的研究 [58, 59] 中的表面等离子体极化子 (SPP) 激发引起的。因此，该超表面在 1395 nm 处的等离子体共振是由 SPP 的激发引起的。

一 –c 图 2c 所示的等离子体超表面的对称性破坏过程。 d 具有不同Δd的等离子体超表面的反射光谱 在 1100-1800 nm 的波长范围内。 e 具有Δd的等离子体超表面的反射光谱 =0 在 1550-1800 nm 的波长范围内。 f 具有不同Δd的等离子体超表面的反射光谱 在 1550-1800 nm 的波长范围内。 g 具有不同Δd的等离子体超表面的反射光谱 =92 nm 和 1100-1800 nm 波长范围内的全金属结构

然后，我们还分别研究了使用仅具有金纳米棒 A 和金纳米棒 B 的膜耦合纳米棒系统构建的超表面的反射光谱，如图 4a、b 所示。当分别用 TM 入射光激发时，较窄的等离子体模式 (ω A) 在具有金纳米棒 A 的超表面激发，以及更宽的等离子体模式 (ω B) 在金纳米棒 B 的超表面中观察到。为了更清楚地说明这两种等离子体模式背后的物理机制，我们分别计算了这两个反射倾角处的磁场分布，如图 4c、d 所示。红色箭头表示电流，而彩色图表示磁场的大小。对于ω 在图 4a 中所示的模式中，可以观察到磁场被限制在金纳米棒 A 和金基板之间的间隙中。此外，在顶部和底部内部金属界面处观察到反平行电流。因此，等离子体模式主要与循环电流引起的磁共振有关，入射光能量因金属的欧姆损耗而耗散，导致ω的反射下降 一种模式。那么对于 ω 图 4b 中的 B 模式，环流方向与 ω 的电流方向相反 一种模式，也可以激发磁共振。对于具有金纳米棒 A 和金纳米棒 B 的薄膜耦合纳米棒系统，图 5a 中的现象也可以被视为具有两个反射倾角 (ω 左和ω 右）由于不对称的线形状 [3]。这种不对称的类 Fano 谱线形状和类 EIT 窗口是从较窄的等离子体模式 (ω A) 图 4a 和更宽的等离子体模式 (ω B) 如图 4b 所示。据我们所知，Fano共振首先在具有不对称位置的相同形状共振器的人工结构阵列中观察到。

一 仅具有金纳米棒 A 的等离子体超表面的反射光谱。b 仅具有金纳米棒 B. c 的等离子体超表面的反射光谱 在 ω 共振波长下计算的超表面的磁场分布 H 一种模式。 d 在 ω 共振波长下计算的超表面的磁场分布 H B模式。 （金A和金B的厚度均为92纳米；金A和金B的宽度均为92纳米；聚合物厚度为110纳米；周期为1395纳米）

一 等离子超表面的反射光谱如图 2 所示。b , c 在 ω 的共振波长下计算的超表面的磁场分布 H 左模式和ω 分别为右模式。 d , e 计算的电场分布 (|E loc|/|E 0|) 在 ω 的共振波长下的超表面 左模式和ω 右模式，分别

为了进一步探索这两种等离子体共振背后的物理机制（ω 左和ω 右）如图 4c 所示，磁场 H 和电场 |E loc|/|E 0|图 5 计算并描绘了这两个共振波长的分布。一方面，根据图 5b、c，磁场主要集中在金纳米棒和金基板之间的介电层，这是金条和 Au 基板之间面外耦合的关键特征。显然，对于在两个吸收峰激发的这两个共振，观察到不同的场分布。对于ω 左模式，磁场位于金纳米棒 A 和金基板之间的间隙，表明 ω 左模式与金纳米棒A与金衬底的面外耦合密切相关，与ω的磁场相似但不相同 由于 ω 之间的耦合，图 4c 中的模式 A模式和ω B模式。对于ω 右模式，磁场位于金纳米棒 B 和基板之间的纳米间隙处。因此，ω 右模式主要促成金纳米棒 B 和金基板之间的面外耦合。另一方面，电场被强烈增强并集中在金条边缘的超小区域内。然后，除了 EIT 的物理现象，这个超表面也可以被视为等离子体纳米天线（PNs），将自由空间入射光限制在具有局部场增强的亚波长区域，这是一个非常重要和基础的研究纳米光子系统。这里，因子 |E loc|/|E 0|定义为评估 PN 的局部电场增强的性能。如图 5d、e 所示，超表面的局部电场增强可高达 75。然而，尽管使用膜耦合纳米棒系统实现了局部电场增强，但根据图 4c，仍然存在需要做大量工作才能实现近乎完美的吸收，从而导致调制深度很小。从之前的研究 [8] 中，我们知道实现大的局部电场增强和近乎完美的吸收将有广泛的应用，包括等离子体传感器、光催化水分解、SERS 和 SEIRA。此外，这种超表面结构显示出相对较宽的线宽。因为等离子体共振的 Q 因子被定义为 Q =λ/半峰全宽 (FWHM)，更宽的共振将导致更低的 Q 等离子体共振。因此，这些谐振的宽 FWHM 和小的调制深度可能会阻碍诸如折射率传感、偏振切换和减慢光等需要尖锐光谱响应的应用。

为了同时实现大的局部电场增强、近乎完美的吸收和高 Q 因子共振，我们在这项工作中引入了面外等离子体耦合和面内等离子体耦合的混合概念。显然，与基于面外耦合的膜耦合纳米棒超表面相比，图 1 中提出的超表面具有如图 2 所示的优异吸收特性。特别是，1550 nm 处的等离子体共振的 FWHM 为 7 nm , 导致 Q 因子 (Q =λ /FWHM =1550 nm/7 nm) 为 221.43，远高于先前报道的工作 [36,37,38,39,40,41,42]。然后，为了进一步了解高 Q Fano 共振和图 1 中原始超表面产生的完美吸收，我们绘制了 1550 nm 共振波长处的模拟磁场和电场分布（ω 1) 和 1588 纳米 (ω 2），如图6所示。显然，磁场主要位于金条和金基板之间的间隙中，部分磁场传播到两个金纳米条之间的纳米泥中。与仅由图 5d、e 所示的面外耦合产生的电场不同，根据图 6c，该超表面的电场也强烈地集中在两个金条之间的超小区域内， d，这表示两个金纳米棒之间的强局部表面等离子体 (LSP) 耦合。图 6c 显示谐振波长处的最大电场增强可高达 108，与图 5d 中显示的唯一薄膜耦合超表面相比约为 1.4 倍，远高于先前报道的纳米天线 [21] , 60,61,62,63,64,65]。特别是，我们可以清楚地观察到以强电增强为特征的超小“热点”被限制在一个直径仅为 3 nm 的圆形区域内。因此，这些杂化超表面系统已被证明同时具有优异的吸收、较大的局部电增强和较小的横向分辨率，由于它们能够支持许多表面增强光谱学，因此非常有助于探测单个分子的准确性质。 LSP 和面外耦合。

一 , b 分别在 1550 和 1588 nm 的共振波长下计算出超表面的磁场分布 H。 c , d 计算的电场分布 (|Eloc|/|E 0|) 共振波长分别为 1550 和 1588 nm

从图 2b 中的分析结果，我们知道超表面对 TM 偏振有效耦合，而对 TE 偏振保持暗，由于不对称设计，这在偏振转换中具有潜在的应用。然后，考虑到 PVA（聚乙烯醇）的折射率可以随着泵浦功率的改变而改变 [36, 56, 57]，通常可以通过改变介电层的折射率来改变等离子体共振的工作波长。然后，图 7a、b 说明了所提出的超表面确实可以作为偏振开关工作，它基于反射偏振器，该偏振器包含通过改变 PVA 的折射率对 TM 偏振光进行可调共振。显然，如图所示. 7b，在没有外部刺激的情况下，TM 偏振光在 1550 nm 波长（“关闭”状态）下被完全吸收，并且该超表面可以完全反射 1565 nm 波长（“打开”状态）下的 TM 偏振光. 在外部刺激下，TM 偏振波的 Fano 共振移至 1565 nm（“关闭”状态），并且该超表面对于 1550 nm（“打开”状态）的 TM 偏振光变得完全反射。显然，在图 7b 中，这个超表面可以是真实的在 1550 nm 处将反射值从 0.009% 更改为 98%，并且如此大的调制深度远高于先前报道的等离子体开关系统。另一方面，根据图 7b，在 TE 偏振（“开”状态）有和没有外部刺激的情况下，入射光的反射保持接近于一个。因此，该超表面可以实现基于消光比为 11,000 (R TE/R TM =0.99/0.00009 =11,000）在 1550 nm。我们还计算了偏振角φ的影响 在反射光谱上，如图 7c 所示。显然，随着φ的增加，在谐振波长处的吸收性能会逐渐恶化。 ，这可以解释为入射电场 E 可以分解为 TE 和 TM 偏振光，并且 TE 偏振光被反射。根据图 7c 中的计算结果，在图 7d 中绘制了在 1550 和 1588 nm 处有和没有泵浦的超表面的投影输出偏振。

一 提出的具有泵浦光的超表面的示意图结构。 b 提出的超表面的反射光谱，具有 TM 和 TE 偏振入射光，有和没有泵浦光。 c 具有各种偏振角的拟议超表面的反射光谱。 d 超表面在 1550 和 1588 nm 处的投影输出偏振（有和没有泵）

掺杂的 CdO 是一种光学可调等离子体材料，最近的文献 [1] 已经通过实验证明了基于光激发 CdO 薄膜的飞秒偏振开关在 2.8 μm 处工作。为了进一步提高我们的 EIT 结构的可调容量，我们使用 CdO [1] 研究了所提出的超表面的光学特性。具有几何参数的基于 CdO 的超表面的示意图结构如图 8a 所示。 MgO 和 CdO 的折射率分别来自参考文献 [1, 66]。根据图 8b，我们显示了在 1568 nm 附近有和没有泵的反射光谱。在静态“开启”状态下，所提出的超表面是一个偏振器，可反射 TE 偏振波并完全吸收波长为 1568 nm 的 TM 偏振波。在静态“关闭”状态下，所提出的超表面对 1568 nm 的 TM 和 TE 偏振都具有反射性，并且 TM 偏振波的共振移至 1581 nm，这是由于 In 掺杂的 CdO 的折射率变化由外部刺激。特别是，由于极低的 R，这种反射偏振片可以在 1568 nm 处对 TM 偏振光实现巨大的消光比 min 显示在图 8b 中。 CdO 基超表面的巨大消光比使其成为主动偏振控制的良好平台。需要注意的是，CdO 的折射率可以通过改变泵浦功率来调节，这也可以实现类 EIT 效应的工作波长的主动控制。此外，我们可以发现泵浦光对其他材料（包括金、MgO）没有影响，这些参考文献[1, 36, 56, 57]中的实验证明了这一点。

一 具有泵浦光的 CdO 基超表面的示意图结构。 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].

一 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

结论

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.

缩写

EIT:

Electromagnetically induced transparency

FDTD：

Finite difference time domain

FE:

Field enhancement

有限元：

有限元法

FOM:

Figure of merit

FWHM：

半高全宽

PML:

Perfectly matched layer

SEIRA:

Surface-enhanced infrared absorption

SERS：

表面增强拉曼散射