Métasurfaces plasmoniques optiquement actives basées sur l'hybridation du couplage dans le plan et du couplage hors plan

Contexte

Les métasurfaces plasmoniques, en tant que versions bidimensionnelles des métamatériaux, ont un large éventail de phénomènes et d'applications prometteurs, notamment la commutation de polarisation [1], le rotateur de faisceau [2], la résonance de Fano [3,4,5,6,7], les nanoantennes [8 ,9,10], indice de réfraction négatif [11, 12], absorbeurs presque parfaits [13,14,15] et occultation d'invisibilité. En particulier, une grande attention a été accordée à l'étude du phénomène de transparence induite électromagnétiquement (EIT) et de la résonance de Fano basée sur les métasurfaces plasmoniques en raison de nombreuses applications potentielles telles que la diffusion Raman améliorée en surface (SERS) [3], l'absorption infrarouge améliorée en surface (SEIRA ) [16], la détection d'indice de réfraction [17,18,19,20,21] et les stockages d'informations quantiques. Les concepts d'EIT et de résonance de Fano ont tous deux été découverts à l'origine dans le système quantique. L'EIT est obtenu par l'interférence destructive entre deux modes plasmoniques en système classique. Ensuite, si l'EIT est généré lorsqu'un mode plasmon plus étroit interfère de manière destructive avec un mode plasmon plus large, le spectre résultant aura une forme de raie de Fano. Zhang et al. ont d'abord réalisé la résonance de Fano et l'EIT dans une nanostructure plasmonique avec un élément lumineux et sombre dans un plan [22]. Cependant, pour la plupart des métasurfaces plasmoniques rapportées basées sur un couplage plasmonique dans le plan opérant dans une région visible ou proche infrarouge (NIR), la force de couplage est déterminée par la taille précise de l'espace entre les éléments résonants, mais en atteignant une précision inférieure à 10- les écarts nm sont toujours un défi en raison des limites de la technologie de fabrication actuelle [8]. Mais ces nanostructures reposent fortement sur la faible distance interparticulaire, ce qui n'est pas favorable à la production à grande surface. Différent de la métasurface basée sur l'effet de couplage dans le plan, Liu et al. démontré expérimentalement l'EIT plasmonique en utilisant pour la première fois l'empilement vertical des éléments du métamatériau [23]. Par la suite, un certain nombre de métamatériaux (ou métasurfaces) basés sur la conception planaire ou verticale de nanostructures plasmoniques sont récemment proposés et démontrés pour obtenir des phénomènes de type EIT et des résonances de Fano [24,25,26,27,28,29,30,31 ,32,33,34,35]. Amine et al. ont démontré la forme de ligne spectrale asymétrique de type Fano et une fenêtre EIT étroite dans la réponse du résonateur construit en utilisant à la fois le cadre en or et le patch de graphène dans un même plan [17]. Cependant, le facteur de qualité de la résonance de Fano dans cette structure métallique est très faible en raison des pertes optiques dans le métal qui provoquent un élargissement important des résonances plasmoniques, ce qui est également un problème extrêmement courant dans les nanostructures plasmoniques utilisant des métaux [36,37,38, 39,40,41,42]. À notre connaissance, les facteurs Q de la plupart des résonances de Fano signalées dans les régions visible et NIR sont généralement inférieurs à 10 [36,37,38,39,40,41,42,43]. Récemment, Dayal et al. ont démontré des métasurfaces métalliques basées sur le mode galerie de chuchotement réalisant des résonances plasmoniques Fano à Q élevé (atteignant 79) aux fréquences NIR [5]. Cependant, cette résonance de Fano signalée ne peut être obtenue qu'à une longueur d'onde spécifique, ce qui est également un autre problème courant limitant sérieusement les développements et applications ultérieurs de la résonance de Fano ou des phénomènes EIT. La manipulation active de la résonance de Fano ou de la fenêtre EIT est hautement souhaitable pour de nombreuses applications pratiques [19, 21, 35, 43]. Xia et al. conçu et démontré numériquement un système PIT accordable composé de couches de graphène planaires et incurvées de manière sinusoïdale, qui peuvent éviter n'importe lequel des motifs de la feuille de graphène [44]. En 2017, Yang et al. ont obtenu expérimentalement une résonance d'absorption hautement contrôlable avec un facteur de haute qualité, qui s'est d'abord avéré être une commutation de polarisation optique femtoseconde basée sur une métasurface plasmonique dans une région infrarouge moyen [1]. En outre, une amélioration maximale du champ électrique atteignant 41,8 est également observée dans ce travail. Il est souhaitable d'utiliser des nanoantennes plasmoniques qui produisent non seulement des « points chauds » avec une grande amélioration du champ local, mais également une absorption presque parfaite. Bien que d'énormes progrès dans l'exploration de l'amélioration de l'amélioration du champ électrique local et de l'amélioration de l'absorption, la réalisation de fortes améliorations du champ électrique local (|E _loc |/|E ₀ |> 100) et une absorption presque parfaite (> 99%) simultanément reste un défi, qui profitera à un large éventail d'applications, y compris les capteurs plasmoniques, la séparation photocatalytique de l'eau, SERS et SEIRA. D'autre part, à l'exception de la commutation de polarisation rapportée par Yang et al. [1], la plupart des dispositifs traditionnels à sélection de polarisation, tels que les plaques d'onde et les polariseurs basés sur des effets électro-optiques, sont soit statiques, soit fonctionnent avec des vitesses de commutation en gigahertz uniquement, qui sont limitées par l'électronique requise [45, 46]. Ainsi, pour les phénomènes ou applications d'effet EIT, de résonance Fano, et de nanoantennes plasmoniques basées sur une métasurface plasmonique, la plupart des travaux précédemment rapportés souffrent généralement de ces problèmes graves et urgents :(i) l'élargissement des résonances plasmoniques en raison de pertes optiques importantes dans les métaux [5]; (ii) longueur d'onde de fonctionnement non réglable de l'effet EIT ou résonances Fano [35] ; (iii) le défi de parvenir à de fortes améliorations du champ électrique local (|E _loc |/|E ₀ |> 100) et une absorption quasi parfaite (> 99%) simultanément [8] ; (iv) en général, seules les vitesses de commutation en gigahertz des dispositifs à polarisation sélective fonctionnant dans la région visible ou NIR [1].

Dans ce travail, en utilisant respectivement le domaine temporel des différences finies (FDTD) et la méthode des éléments finis (FEM), nous proposons et démontrons numériquement une métasurface plasmonique optiquement active basée sur l'hybridation du couplage dans le plan et du couplage hors du plan. Dans ce système de métasurface, l'effet de type EIT peut être obtenu en brisant la symétrie de la structure, et la longueur d'onde de fonctionnement des veuves EIT peut être réglée en modifiant l'indice de réfraction de la couche de CdO, qui peut être contrôlé optiquement en réglant la lumière de pompage. [1]. Dans ce spectre de réflexion de type EIT, une résonance plasmonique à facteur Q élevé est obtenue à une longueur d'onde de 1550 nm, ce qui est bien supérieur à celui des travaux précédemment rapportés [36,37,38,39,40,41,42,43 ]. En particulier, en raison de l'indépendance de polarisation de la métasurface, cette métasurface plasmonique utilisant du cadmium dopé à l'In peut également fonctionner comme un commutateur de polarisation femtoseconde pour la lumière polarisée TM à 1550 nm. En réglant la lumière de pompage, nous décalons spectralement vers le rouge les résonances plasmoniques et la métasurface atteint une grande profondeur de modulation de la réflexion de la lumière polarisée TM de 0,003 à 60 %, tout en maintenant une réflexion proche d'une pour l'onde polarisée TE. À notre connaissance, une telle profondeur de modulation est bien supérieure à celles des systèmes de commutation plasmoniques précédemment rapportés [47,48,49,50,51,52,53,54,55]. Notez que le commutateur de polarisation femtoseconde est d'abord démontré numériquement sur la base de la métasurface plasmonique via l'hybridation du couplage dans le plan et du couplage hors du plan. Dans le même temps, cette métasurface peut atteindre une absorption presque parfaite au-dessus de 99,9 % et une amélioration maximale du champ électrique atteignant 108 simultanément, et la forte amélioration électrique est confinée dans une zone circulaire d'un diamètre de seulement 3 nm, ce qui est très bénéfique pour un seul détection de molécules pour de nombreuses spectroscopies à surface augmentée. En outre, en raison de la sensibilité du changement d'indice de réfraction et de la résonance plasmonique ultra-nette, cette métasurface peut également fonctionner comme un capteur d'indice de réfraction à facteur de mérite (FOM) ultra-élevé.

Méthodes

La métasurface proposée est schématisée sur la figure 1a. La figure 1b présente la section transversale d'une cellule unitaire de la métasurface avec des paramètres géométriques, qui se compose de deux groupes de lingots d'or et d'une couche de polymère. Chaque groupe a deux barres d'or séparées par une nanofente. Un groupe de lingots d'or est placé sur la couche de polymère, et l'autre groupe de lingots d'or a été noyé dans la couche de polymère. Le réseau de nanobarres d'or asymétrique est périodiquement disposé sur le substrat d'or épais avec une périodicité de P = 1395 nm. La métasurface proposée est éclairée par une lumière magnétique transversale (TM) normalement incidente (la composante magnétique perpendiculaire à la lumière incidente). Dans ce calcul, pour assurer la fiabilité et la précision des résultats simulés, nous utilisons des méthodes FDTD et FEM pour calculer les propriétés optiques et les distributions de champ électromagnétique de la métasurface proposée, respectivement. Le calcul FEM est effectué par le logiciel commercial COMSOL MULTIPHYSICS. La condition aux limites de période est appliquée dans le x direction et nous plaçons la couche parfaitement adaptée (PML) sur la limite du y direction. La taille du maillage est de 0,8 nm dans les deux x et y directions. La permittivité de Au est décrite par le modèle de Drude et l'indice de réfraction du polymère est de 1,5 [36, 56, 57]. Le fond de simulation est supposé dans l'air avec n _aérien = 1. L'absorption est donnée par A = 1 − R , grâce à un substrat Au opaque (T = 0) [58].

un Structure schématique de la métasurface proposée. b Coupe transversale de la métasurface plasmonique avec les paramètres géométriques

Résultats et discussion

Comme le montre la figure 2a, nous calculons et décrivons les spectres de réflexion et d'absorption de la métasurface proposée autour de 1550 nm à incidence normale sous lumière polarisée TM. Pour le spectre d'absorption, il existe deux pics d'absorption distincts situés à 1550 et 1588 nm avec une efficacité d'absorption presque parfaite supérieure à 99,9 %, respectivement. À partir du spectre de réflexion illustré à la figure 2b, nous observons une réponse spectrale de type EIT de cette métasurface dans cette plage de longueurs d'onde, et les mêmes résultats de spectres de réflexion sont démontrés en utilisant respectivement FDTD et FEM. Le spectre de réflexion de la métasurface proposée sous polarisation TE (la composante électrique perpendiculaire au plan incident) est également présenté sur la figure 2b avec une ligne noire, et la réflexion est proche de celle indiquant qu'aucune absorption ne se produit dans cette métasurface pour la polarisation TE. La dépendance à la polarisation de cette métasurface peut être facilement expliquée par la conception asymétrique de la métasurface proposée. Par conséquent, cette métasurface se couple efficacement pour la polarisation TM et reste sombre pour la polarisation TE.

un Spectres d'absorption et de réflexion de la métasurface plasmonique illustré à la figure 1. b Les spectres de réflexion de la métasurface illustrés à la Fig. 1 calculés par FDTD et FEM, respectivement. c La métasurface plasmonique composée de deux barres d'or avec des distances différentes du substrat d'or. d Spectre de réflexion de la métasurface plasmonique montré dans c

Pour expliquer facilement le phénomène de type EIT de la métasurface proposée sur la figure 2a, nous considérons initialement une métasurface relativement simple sans nanofente illustrée sur la figure 2c, qui est composée de deux nanobarres d'or avec des distances différentes du substrat d'or. Le spectre de réflexion de cette métasurface sans nanofente est calculé et représenté sur la figure 2d. Clairement, une réponse spectrale de type EIT avec une forme de ligne asymétrique émerge, ce qui peut être dû à l'effet de couplage entre les deux barres d'or. Ensuite, le processus de rupture de symétrie (Fig. 3a-c) de la structure est étudié pour clarifier le processus de formation sous-jacent de la fenêtre de type EIT. Les variations des spectres réfléchissants avec le changement de ∆d sont calculés et représentés sur la Fig. 3d. Pour ∆d = 0, il n'y a qu'un seul creux de réflexion autour de 1653 nm dans la bande d'onde de travail, comme le montre la figure 3e. Comme ∆d augmente, on remarque qu'il apparaît la réponse spectrale de type EIT avec deux creux de réflexion (ω _Gauche et ω _Droit ). Si vous augmentez encore ∆d , le ω _Gauche peut être encore amélioré, et ces résultats calculés indiquent que le ω _Gauche peut être très pertinent pour le nanobarre d'or A. En même temps, avec l'augmentation de ∆d , la longueur d'onde de résonance de ω _Gauche mode montrent un léger décalage vers le rouge, et la longueur d'onde de résonance de ω _Droit le mode reste quasiment inchangé vers 1653 nm. Grâce à l'analyse ci-dessus, la génération de phénomènes de type EIT peut contribuer à l'asymétrie de la nanostructure. En outre, pour interpréter la résonance plasmonique à 1395 nm dans les spectres de réflexion illustrés sur la figure 3d, g, les spectres de réflexion sont comparés entre la métasurface conçue et la structure de réseau métallique (voir l'encart de la figure 3g). Pour la structure du réseau métallique, il existe également un creux de résonance à 1395 nm, résultant de l'excitation du polariton de plasmon de surface (SPP) d'études précédemment rapportées [58, 59]. Ainsi, la résonance plasmonique de cette métasurface à 1395 nm est causée par l'excitation de SPP.

un –c Le processus de bris de symétrie de la métasurface plasmonique illustré à la Fig. 2c. d Les spectres de réflexion de la métasurface plasmonique avec divers ∆d dans la gamme de longueurs d'onde de 1100 à 1800 nm. e Le spectre de réflexion de la métasurface plasmonique avec ∆d = 0 dans la gamme de longueurs d'onde de 1550 à 1800 nm. f Les spectres de réflexion de la métasurface plasmonique avec divers ∆d dans la gamme de longueurs d'onde de 1550 à 1800 nm. g Les spectres de réflexion de la métasurface plasmonique avec divers ∆d = 92 nm et la structure entièrement métallique dans la plage de longueurs d'onde de 1 100 à 1 800 nm, respectivement

Ensuite, nous étudions également respectivement les spectres de réflexion de la métasurface construite à l'aide de systèmes de nanobarres couplés à un film avec uniquement la nanobarre d'or A et la nanobarre d'or B, comme le montrent les Fig. 4a, b. Lorsqu'il est excité avec la lumière incidente TM séparément, un mode plasmon plus étroit (ω _A ) est excité dans la métasurface avec du nanobarre d'or A, et un mode plasmon plus large (ω _B ) est observée dans la métasurface avec le nanobarre d'or B. Pour illustrer plus clairement le mécanisme physique derrière ces deux modes plasmoniques, nous calculons respectivement les distributions de champ magnétique à ces deux pendages de réflexion, comme le montre la Fig. 4c, d. Les flèches rouges présentent les courants tandis que la carte en couleur présente l'amplitude du champ magnétique. Pour le ω _A mode représenté sur la Fig. 4a, on peut observer que le champ magnétique est confiné à l'espace entre le nanobarre d'or A et le substrat d'or. Par ailleurs, les courants antiparallèles sont observés aux interfaces métalliques internes supérieure et inférieure. Par conséquent, le mode plasmon est principalement associé à la résonance magnétique causée par les courants de circulation, et l'énergie lumineuse incidente est dissipée par la perte ohmique du métal, provoquant le creux de réflexion dans ω _A mode. Ensuite, pour le ω _B mode de la Fig. 4b, les courants de circulation sont dans le sens opposé à celui des courants du ω _A mode, qui peut également exciter la résonance magnétique. Pour le système de nanobarre couplé à un film avec à la fois la nanobarre d'or A et la nanobarre d'or B, le phénomène de la figure 5a peut également être traité comme une double résonance de Fano avec deux creux de réflexion (ω _Gauche et ω _Droit ) en raison de la forme asymétrique de la ligne [3]. Cette forme de raie spectrale asymétrique de type Fano et une fenêtre de type EIT sont obtenues à partir de l'interférence destructive entre le mode plasmon plus étroit (ω _A ) illustré à la Fig. 4a et le mode plasmon plus large (ω _B ) illustré à la figure 4b. À notre connaissance, les résonances de Fano sont d'abord observées dans des réseaux artificiellement structurés de résonateurs de même forme avec des positions asymétriques.

un Spectre de réflexion de la métasurface plasmonique avec seulement le nanobarre d'or A. b Spectre de réflexion de la métasurface plasmonique avec seulement le nanobarre d'or B. c Distributions de champ magnétique calculées H de la métasurface à des longueurs d'onde de résonance de ω _A mode. d Distributions de champ magnétique calculées H de la métasurface à des longueurs d'onde de résonance de ω _B mode. (L'épaisseur de l'or A et de l'or B est de 92 nm ; la largeur de l'or A et de l'or B est de 92 nm ; l'épaisseur du polymère est de 110 nm ; la période est de 1395 nm)

un Spectre de réflexion de la métasurface plasmonique illustré à la figure 2. b , c Distributions de champ magnétique calculées H de la métasurface aux longueurs d'onde de résonance du ω _Gauche mode et ω _Droit mode, respectivement. d , e Distributions de champ électrique calculées (|E _loc |/|E ₀ |) de la métasurface aux longueurs d'onde de résonance du ω _Gauche mode etω _Droit mode, respectivement

Pour explorer davantage le mécanisme physique derrière ces deux résonances plasmoniques (ω _Gauche et ω _Droit ) illustré à la Fig. 4c, le champ magnétique H et le champ électrique |E _loc |/|E ₀ | les distributions aux longueurs d'onde de ces deux résonances sont calculées et représentées sur la Fig. 5. D'une part, selon les Fig. 5b, c, les champs magnétiques sont principalement localisés au niveau de la couche diélectrique entre les nanobarres d'or et le substrat d'or, ce qui est la caractéristique clé du couplage hors plan entre les barres d'or et le substrat d'Au. Clairement, des distributions de champ différentes sont observées pour ces deux résonances excitées à deux pics d'absorption. Pour le ω _Gauche mode, le champ magnétique est localisé au niveau de l'espace entre le nanobarre d'or A et le substrat d'or, indiquant que le ω _Gauche Le mode est étroitement lié au couplage hors plan entre le nanobarre d'or A et le substrat d'or, qui est similaire mais pas le même que le champ magnétique du ω _A mode de la Fig. 4c en raison du couplage entre le ω _A mode et ω _B mode. Pour leω _Droit mode, le champ magnétique est localisé au niveau du nanogap entre le nanobarre d'or B et le substrat. Par conséquent, le ω _Droit est principalement contribué au couplage hors plan entre le nanobarre d'or B et le substrat d'or. D'autre part, les champs électriques sont fortement renforcés et localisés dans une zone ultra petite aux bords des lingots d'or. Ensuite, à l'exception des phénomènes physiques de l'EIT, cette métasurface peut également être traitée comme des nanoantennes plasmoniques (PN), confinant les lumières incidentes en espace libre dans une région de sous-longueur d'onde avec l'amélioration du champ local, ce qui est une recherche très importante et fondamentale pour systèmes nanophotoniques. Ici, le facteur |E _loc |/|E ₀ | est défini pour évaluer la performance des améliorations du champ électrique local des PN. Comme le montre la figure 5d, e, les améliorations du champ électrique local de la métasurface peuvent atteindre 75. Cependant, bien que les améliorations du champ électrique local soient obtenues à l'aide de systèmes de nanobarres couplés à un film, selon la figure 4c, il existe beaucoup de travail à faire pour réaliser une absorption presque parfaite, ce qui se traduit par une faible profondeur de modulation. D'après des recherches antérieures [8], nous savons que l'obtention d'une grande amélioration du champ électrique local et d'une absorption presque parfaite profitera à un large éventail d'applications, notamment les capteurs plasmoniques, la séparation photocatalytique de l'eau, SERS et SEIRA. De plus, cette structure de métasurface montre une largeur de raie relativement plus large. Étant donné que le facteur Q de la résonance plasmonique est défini comme Q  =/pleine largeur à mi-hauteur (FWHM), une résonance plus large conduira à une résonance plasmonique Q inférieure. Par conséquent, la large FWHM et la faible profondeur de modulation de ces résonances peuvent entraver des applications telles que la détection d'indice de réfraction, la commutation de polarisation et le ralentissement de la lumière, où une réponse spectrale nette est souhaitée.

Pour réaliser simultanément une grande amélioration du champ électrique local, une absorption presque parfaite et une résonance élevée du facteur Q, nous introduisons ici le concept de l'hybridation du couplage de plasmons hors du plan et du couplage de plasmons dans le plan dans ce travail. Clairement, comparée à la métasurface nanobarre couplée à un film basée sur un couplage hors du plan, cette métasurface proposée sur la figure 1 a des propriétés d'absorption supérieures, comme le montre la figure 2. En particulier, la FWHM de la résonance plasmonique à 1550 nm est de 7 nm , résultant en un facteur Q (Q = λ /FWHM = 1550 nm/7 nm) de 221,43, ce qui est bien supérieur à ceux des travaux précédemment rapportés [36,37,38,39,40,41,42]. Ensuite, afin d'obtenir de plus amples informations physiques sur les résonances de Fano à Q élevé et l'absorption parfaite résultant de la métasurface d'origine de la figure 1, nous traçons la distribution simulée des champs magnétiques et électriques à des longueurs d'onde de résonance de 1550 nm (ω ₁ ) et 1588 nm (ω ₂ ), comme le montre la figure 6. De toute évidence, le champ magnétique est principalement situé dans l'espace entre le lingot d'or et le substrat d'or, et une partie du champ magnétique se propage au nanolimon entre deux nanobars d'or. Différent du champ électrique résultant uniquement du couplage hors plan comme le montre la Fig. 5d, e, le champ électrique de cette métasurface proposée est également fortement localisé dans une zone ultrapetite entre les deux barres d'or selon la Fig. 6c, d, ce qui signifie le fort couplage plasmon de surface localisé (LSP) entre les deux nanobarres d'or. La figure 6c montre que l'amélioration maximale du champ électrique à la longueur d'onde de résonance peut atteindre 108, environ 1,4 fois par rapport à la seule métasurface couplée à un film illustrée sur la figure 5d, ce qui est beaucoup plus élevé que ceux des nanoantennes rapportées précédemment [21 , 60,61,62,63,64,65]. En particulier, nous pouvons clairement observer que le "point chaud" ultra-petit présenté par la forte amélioration électrique est confiné dans une zone circulaire d'un diamètre de seulement 3 nm. Ainsi, il a été démontré que ces systèmes de métasurface hybrides ont simultanément une absorption supérieure, une grande amélioration électrique locale et une faible résolution latérale, qui sont très utiles pour sonder les propriétés précises de molécules individuelles pour de nombreuses spectroscopies à surface améliorée, en raison de leur capacité à supporter les couplages LSP et hors plan.

un , b Calcul des distributions de champ magnétique H de la métasurface à des longueurs d'onde de résonance de 1550 et 1588 nm, respectivement. c , d Distributions de champ électrique calculées (|E_loc |/|E ₀ |) de la métasurface aux longueurs d'onde de résonance de 1550 et 1588 nm, respectivement

D'après les résultats de l'analyse de la figure 2b, nous savons que la métasurface se couple efficacement pour la polarisation TM et reste sombre pour la polarisation TE, en raison de la conception asymétrique, qui a une application potentielle dans le commutateur de polarisation. Ensuite, étant donné que l'indice de réfraction du PVA (alcool polyvinylique) peut être modifié avec une modification de la puissance de pompe [36, 56, 57], la longueur d'onde de fonctionnement des résonances plasmoniques peut généralement être modifiée en faisant varier l'indice de réfraction de la couche diélectrique. Ensuite, la figure 7a, b illustre que la métasurface proposée peut en effet fonctionner comme un commutateur de polarisation, qui est basé sur un polariseur réfléchissant contenant une résonance accordable pour la lumière polarisée TM en modifiant l'indice de réfraction du PVA. 7b, sans stimulus externe, la lumière polarisée TM est complètement absorbée à une longueur d'onde de 1550 nm (état « off »), et cette métasurface peut refléter complètement la lumière polarisée TM à une longueur d'onde de 1565 nm (état « on ») Avec un stimulus externe, la résonance Fano pour l'onde polarisée TM est décalée à 1565 nm (état « off »), et cette métasurface devient complètement réfléchissante pour la lumière polarisée TM à 1550 nm (état « on »). sur la figure 7b, cette métasurface peut être réelle ize un changement de valeur de réflexion de 0,009 à 98 % à 1550 nm, et une telle profondeur de modulation est bien plus élevée que les systèmes de commutation plasmonique précédemment rapportés. D'autre part, selon la figure 7b, la réflexion de la lumière incidente reste proche de celle avec et sans le stimulus externe pour la polarisation TE (état « on »). Par conséquent, cette métasurface peut réaliser un commutateur de polarisation pour la lumière polarisée TM basé sur un polariseur réfléchissant avec un taux d'extinction de 11 000 (R _TE /R _TM = 0,99/0,00009 = 11 000) à 1550 nm. Nous donnons également un calcul sur l'effet de l'angle de polarisation φ sur les spectres de réflexion, comme le montre la figure 7c. De toute évidence, les performances d'absorption se détérioreront progressivement aux longueurs d'onde de résonance avec l'augmentation de φ , ce qui peut s'expliquer par le fait que le champ électrique incident E peut être décomposé en lumière polarisée TE et TM et que la lumière polarisée TE est réfléchie. Sur la base des résultats calculés de la figure 7c, les polarisations de sortie projetées de la métasurface, avec et sans pompe, à 1550 et 1588 nm sont tracées sur la figure 7d.

un Structure schématique de la métasurface proposée avec lumière de pompage. b Les spectres de réflexion de la métasurface proposée avec une lumière incidente polarisée TM et TE, avec et sans lumière de pompage. c Les spectres de réflexion de la métasurface proposée avec divers angles de polarisation. d Les polarisations de sortie projetées de la métasurface, avec et sans pompe, à 1550 et 1588 nm

Le CdO dopé est un type de matériau plasmonique optiquement accordable, et le commutateur de polarisation femtoseconde fonctionnant à 2,8 μm basé sur le film de CdO photoexcité a été démontré expérimentalement dans la littérature récente [1]. Afin d'améliorer encore la capacité accordable de notre structure EIT, nous étudions les propriétés optiques de la métasurface proposée à l'aide de CdO [1]. La structure schématique de la métasurface à base de CdO avec des paramètres géométriques est représentée sur la figure 8a. L'indice de réfraction du MgO et du CdO est obtenu à partir des références [1, 66], respectivement. Selon la Fig. 8b, nous montrons les spectres de réflexion avec et sans pompe autour de 1568 nm. Dans l'état statique « on », la métasurface proposée est un polariseur qui réfléchit l'onde polarisée TE et absorbe complètement l'onde polarisée TM à la longueur d'onde de 1568 nm. Dans l'état statique « off », la métasurface proposée devient réfléchissante pour les polarisations TM et TE à 1568 nm, et la résonance pour l'onde polarisée TM est décalée à 1581 nm, en raison du changement d'indice de réfraction du CdO dopé In par un stimulus externe. En particulier, ce polariseur réfléchissant peut atteindre un taux d'extinction énorme à 1568 nm pour la lumière polarisée TM en raison du R extrêmement faible _min illustré à la figure 8b. L'énorme taux d'extinction de la métasurface à base de CdO en fait une bonne plate-forme pour le contrôle actif de la polarisation. Notez que l'indice de réfraction du CdO peut être réglé en modifiant la puissance de la pompe, ce qui peut également réaliser un contrôle actif de la longueur d'onde de fonctionnement de l'effet de type EIT. En outre, nous pouvons constater que la lumière de la pompe n'a aucune influence sur les autres matériaux (dont l'or, le MgO), ce qui a été démontré par des expériences dans ces références [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

Conclusions

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.

Abréviations

EIT:

Electromagnetically induced transparency

FDTD :

Finite difference time domain

FE:

Field enhancement

FEM :

Méthode des éléments finis

FOM:

Figure of merit

FWHM :

Pleine largeur à mi-hauteur

PML:

Perfectly matched layer

SEIRA:

Surface-enhanced infrared absorption

SERS:

Surface-enhanced Raman scattering