Métasurfaces plasmoniques hybrides couplées dans le plan et hors plan pour une activité optique accrue

Résumé

Les métasurfaces plasmoniques suscitent un vif intérêt depuis quelques années en raison de leurs applications prometteuses : commutation de polarisation, amplification locale du champ électrique (FE), absorption quasi-parfaite, détection, dispositifs à lumière lente et nanoantennes. Cependant, de nombreux problèmes limitent leur développement : vitesses de commutation uniquement dans le domaine gigahertz pour les commutateurs électro-optiques, faible facteur de qualité (Q) des résonances plasmoniques, et figure de mérite (FOM) relativement faible pour la détection. En tant que nanoantennes, il est également difficile d'obtenir simultanément une amplification locale du champ électrique dépassant 100 et une absorption quasi-parfaite supérieure à 99 %. Ici, en utilisant respectivement la méthode des éléments finis et la méthode des différences finies dans le domaine temporel, nous rapportons pour la première fois une métasurface plasmonique optiquement accordable basée sur l'hybridation du couplage en champ proche dans le plan et hors plan, qui apporte une solution à ces problèmes pressants. Un phénomène de transparence induite électromagnétiquement (TIE) est obtenu par interférence destructive entre deux modes plasmoniques. Parallèlement, des pics d'absorption parfaits ultrarides avec un facteur Q ultra-élevé (221,43) sont réalisés autour de 1550 nm, permettant un FOM ultra-élevé (214,29) pour la détection. En utilisant du CdO dopé à l'indium, cette métasurface est également démontrée pour la première fois comme un polariseur réfléchissant optique femtoseconde dans le proche infrarouge, doté d'un rapport d'extinction de polarisation ultra-élevé. En tant que nanoantennes, cette métasurface atteint simultanément une forte amplification locale du champ électrique (|E_loc|/|E_0| > 100) et une absorption quasi-parfaite > 99,9 %, une première qui bénéficiera à de nombreuses applications dont la photocatalyse de dissociation de l'eau et l'absorption infrarouge à amplification de surface.

Contexte

Les métasurfaces plasmoniques, versions bidimensionnelles des métamatériaux, offrent une large gamme de phénomènes et d'applications prometteurs : commutation de polarisation, rotateur de faisceau, résonance de Fano, nanoantennes, indice de réfraction négatif, absorbeurs quasi-parfaits, camouflage. Une attention particulière a été portée à l'étude du phénomène de transparence induite électromagnétiquement (TIE) et de la résonance de Fano basées sur des métasurfaces plasmoniques, en raison d'applications potentielles telles que la diffusion Raman à amplification de surface (SERS), l'absorption infrarouge à amplification de surface (SEIRA), la détection d'indice de réfraction et le stockage d'information quantique. Les concepts de TIE et de résonance de Fano ont été découverts à l'origine dans les systèmes quantiques. La TIE est obtenue par interférence destructive entre deux modes plasmoniques dans un système classique. Lorsque la TIE est générée par l'interférence destructive d'un mode plasmonique étroit avec un mode plus large, le spectre résultant présente une forme de ligne de Fano. Zhang et al. ont d'abord réalisé la résonance de Fano et la TIE dans une nanostructure plasmonique avec un élément brillant et un élément sombre dans un même plan. Cependant, pour la plupart des métasurfaces plasmoniques basées sur le couplage plasmonique dans le plan opérant dans le visible ou le proche infrarouge (NIR), la force de couplage est déterminée par la taille précise de l'interstice entre éléments résonants, mais la réalisation d'interstices sous-10-nm précis reste un défi en raison des limitations de la technologie de fabrication actuelle. Ces nanostructures dépendent fortement de la minuscule distance inter-particulaire, ce qui n'est pas favorable à la production à grande échelle. Différemment des métasurfaces basées sur le couplage dans le plan, Liu et al. ont démontré expérimentalement la TIE plasmonique par empilement vertical d'éléments de métamatériaux. Par la suite, plusieurs métamatériaux (ou métasurfaces) basés sur la conception planaire ou verticale de nanostructures plasmoniques ont été proposés pour obtenir des phénomènes de type TIE et des résonances de Fano. Amin et al. ont démontré une forme de ligne spectrale de type Fano asymétrique et une fenêtre TIE étroite dans la réponse d'un résonateur construit avec un cadre d'or et un patch de graphène dans un plan. 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 causent un élargissement significatif des résonances plasmoniques, un problème extrêmement courant dans les nanostructures plasmoniques utilisant des métaux. À notre connaissance, les facteurs Q de la plupart des résonances de Fano rapportées dans le visible et le NIR sont généralement inférieurs à 10. Récemment, Dayal et al. ont démontré des métasurfaces métalliques à mode de galerie chuchotante réalisant des résonances de Fano plasmoniques à Q élevé (atteignant 79) aux fréquences NIR. Toutefois, cette résonance de Fano ne peut être obtenue qu'à une longueur d'onde spécifique, un autre problème commun restreignant sérieusement les développements et applications ultérieurs de la résonance de Fano ou des phénomènes TIE. La manipulation active de la résonance de Fano ou de la fenêtre TIE est hautement souhaitable pour de nombreuses applications pratiques. Xia et al. ont conçu et démontré numériquement un système PIT accordable composé de couches de graphène sinusoïdales courbées et planes, évitant tout motif de la feuille de graphène. En 2017, Yang et al. ont réalisé expérimentalement une résonance d'absorption hautement contrôlable à facteur de qualité élevé, démontrée pour la première fois comme une commutation de polarisation optique femtoseconde basée sur une métasurface plasmonique dans le moyen infrarouge. Une amplification maximale du champ électrique atteignant 41,8 a également été observée. Il est souhaitable d'utiliser des nanoantennes plasmoniques qui produisent non seulement des « points chauds » avec une grande amplification locale du champ, mais aussi une absorption quasi-parfaite. Bien que d'énormes progrès aient été réalisés dans l'exploration de l'amplification du champ électrique local et l'amélioration de l'absorption, atteindre simultanément de fortes amplifications locales du champ électrique (|E_loc|/|E_0| > 100) et une absorption quasi-parfaite (> 99 %) reste un défi, ce qui bénéficierait à de nombreuses applications incluant capteurs plasmoniques, photocatalyse de dissociation de l'eau, SERS et SEIRA. D'autre part, hormis la commutation de polarisation rapportée par Yang et al., la plupart des dispositifs sélectifs de polarisation traditionnels, tels que les lames à retard et les polariseurs basés sur des effets électro-optiques, sont soit statiques, soit limités à des vitesses de commutation gigahertz, freinés par l'électronique requise. Ainsi, pour les phénomènes ou applications d'effet TIE, de résonance de Fano et de nanoantennes plasmoniques basés sur une métasurface plasmonique, la plupart des travaux antérieurs souffrent généralement de ces problèmes graves et urgents : (i) l'élargissement des résonances plasmoniques dû aux grandes pertes optiques dans les métaux ; (ii) longueur d'onde de fonctionnement non ajustable de l'effet TIE ou des résonances de Fano ; (iii) le défi d'atteindre simultanément une forte amplification locale du champ électrique et une absorption quasi-parfaite ; (iv) généralement, seules des vitesses de commutation gigahertz pour les dispositifs sélectifs de polarisation opérant dans le visible ou le NIR.

Dans ce travail, en utilisant la méthode des différences finies dans le domaine temporel (FDTD) et la méthode des éléments finis (FEM) respectivement, nous proposons et démontrons numériquement une métasurface plasmonique optiquement active basée sur l'hybridation du couplage dans le plan et hors plan. Dans ce système de métasurface, l'effet de type TIE peut être obtenu en brisant la symétrie de la structure, et la longueur d'onde de fonctionnement des fenêtres TIE peut être accordée en changeant l'indice de réfraction de la couche de CdO, qui peut être contrôlée optiquement en ajustant la lumière de pompage. Dans ce spectre de réflexion de type TIE, une résonance plasmonique à haut facteur Q est obtenue à une longueur d'onde de 1550 nm, bien supérieure à celle des travaux antérieurs. Particulièrement, grâce à l'indépendance de polarisation de la métasurface, cette métasurface plasmonique utilisant du cadmium dopé à l'indium peut également fonctionner comme un commutateur de polarisation femtoseconde pour la lumière polarisée TM à 1550 nm. En ajustant 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 de un pour l'onde polarisée TE. À notre connaissance, une telle profondeur de modulation est bien supérieure à celles des systèmes de commutation plasmoniques antérieurement rapportés. Notons que le commutateur de polarisation femtoseconde est démontré numériquement pour la première fois basé sur la métasurface plasmonique via l'hybridation du couplage dans le plan et hors plan. Parallèlement, cette métasurface peut atteindre une absorption quasi-parfaite > 99,9 % et une amplification maximale du champ électrique atteignant 108 simultanément, et la forte amplification électrique est confinée dans une zone circulaire d'un diamètre de seulement 3 nm, ce qui est très bénéfique pour la détection de molécules uniques pour de nombreuses spectroscopies à amplification de surface. De plus, en raison de la sensibilité au changement d'indice de réfraction et de la résonance plasmonique ultraride, cette métasurface peut également fonctionner comme un capteur d'indice de réfraction à FOM ultra-élevé.

Méthodes

La métasurface proposée est schématisée en Fig. 1a. La figure 1b présente la coupe transversale d'une cellule unité avec les paramètres géométriques, qui consiste en deux groupes de barres d'or et une couche de polymère. Chaque groupe comporte deux barres d'or séparées par une nanofente. Un groupe de barres d'or est placé sur la couche de polymère, l'autre groupe est enfoui dans la couche de polymère. L'array asymétrique de nanobarres d'or est périodiquement disposé sur un substrat d'or épais avec une périodicité P = 1395 nm. La métasurface proposée est illuminée par une lumière incidente normale transverse-magnétique (TM) (composante magnétique perpendiculaire à la lumière incidente). Dans ce calcul, pour assurer la fiabilité et la précision des résultats simulés, nous employons les méthodes FDTD et FEM pour calculer respectivement les propriétés optiques et les distributions de champ électromagnétique de la métasurface proposée. Le calcul FEM est effectué par le logiciel commercial COMSOL MULTIPHYSICS. La condition de bord périodique est appliquée dans la direction x et nous définissons une couche parfaitement adaptée (PML) sur la bordure de la direction y. La taille de maille est de 0,8 nm dans les directions x et y. La permittivité de l'or est décrite par le modèle de Drude, et l'indice de réfraction du polymère est 1,5. Le fond de simulation est supposé dans l'air avec n_air = 1. L'absorption est donnée par A = 1 - R, en raison d'un substrat d'or opaque (T = 0).

Résultats et discussion

Comme le montre la Fig. 2a, nous calculons et représentons 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, deux pics d'absorption distincts sont situés à 1550 et 1588 nm avec une efficacité d'absorption quasi-parfaite supérieure à 99,9 % respectivement. D'après le spectre de réflexion montré en Fig. 2b, nous observons une réponse spectrale de type TIE de cette métasurface dans cette gamme de longueurs d'onde, et les mêmes résultats de spectres de réflexion sont démontrés en utilisant FDTD et FEM respectivement. Le spectre de réflexion de la métasurface proposée sous polarisation TE (composante électrique perpendiculaire au plan d'incidence) est également présenté en Fig. 2b avec une ligne noire, et la réflexion est proche de un indiquant qu'aucune absorption ne se produit dans cette métasurface pour la polarisation TE. La dépendance à la polarisation de cette métasurface s'explique aisément par la conception asymétrique proposée. Par conséquent, cette métasurface couple efficacement pour la polarisation TM et reste sombre pour la polarisation TE.

Pour expliquer aisément le phénomène de type TIE de la métasurface proposée en Fig. 2a, nous considérons d'abord une métasurface relativement simple sans nanofente montrée en Fig. 2c, composée de deux nanobarres d'or à différentes distances du substrat d'or. Le spectre de réflexion de cette métasurface sans nanofente est calculé et représenté en Fig. 2d. Clairement, une réponse spectrale de type TIE avec une forme de ligne asymétrique émerge, qui peut être due à l'effet de couplage entre les deux barres d'or. Ensuite, le processus de brisure de symétrie (Fig. 3a-c) de la structure est étudié pour clarifier le processus de formation sous-jacent de la fenêtre de type TIE. Les variations des spectres réfléchis avec Δd changeant sont calculées et représentées en Fig. 3d. Pour Δd = 0, il n'y a qu'un seul creux de réflexion autour de 1653 nm dans la bande de travail, comme montré en Fig. 3e. Lorsque Δd augmente, nous observons l'apparition d'une réponse spectrale de type TIE avec deux creux de réflexion (ω_Left et ω_Right). Si l'on augmente davantage Δd, le mode ω_Left peut être encore renforcé, et ces résultats calculés indiquent que le mode ω_Left peut être très pertinent pour la nanobarre d'or A. En même temps, avec l'augmentation de Δd, la longueur d'onde de résonance du mode ω_Left montre un léger décalage vers le rouge, et la longueur d'onde de résonance du mode ω_Right reste presque inchangée autour de 1653 nm. Par l'analyse ci-dessus, la génération de phénomènes de type TIE peut être attribuée à l'asymétrie de la nanostructure. De plus, pour interpréter la résonance plasmonique à 1395 nm dans les spectres de réflexion montrés en Fig. 3d, g, les spectres de réflexion sont comparés entre la métasurface conçue et la structure de réseau métallique (voir insert de Fig. 3g). Pour la structure de réseau métallique, il y a aussi un creux de résonance à 1395 nm, résultant de l'excitation de polaritons de surface plasmoniques (PSP) d'après des études antérieures. Ainsi, la résonance plasmonique de cette métasurface à 1395 nm est causée par l'excitation de PSP.

Ensuite, nous étudions également respectivement les spectres de réflexion de la métasurface construite avec des systèmes nanobarre-couche mince avec seulement la nanobarre d'or A et la nanobarre d'or B, comme montré en Fig. 4a, b. Lorsqu'elles sont excitées par une lumière incidente TM séparément, un mode plasmonique plus étroit (ω_A) est excité dans la métasurface avec la nanobarre d'or A, et un mode plasmonique plus large (ω_B) est observé dans la métasurface avec la 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 creux de réflexion, comme montré en Fig. 4c, d. Les flèches rouges présentent les courants tandis que la carte de couleurs présente l'amplitude du champ magnétique. Pour le mode ω_A montré en Fig. 4a, on observe que le champ magnétique est confiné dans l'interstice entre la nanobarre d'or A et le substrat d'or. De plus, des courants antiparallèles sont observés aux interfaces métalliques internes supérieure et inférieure. Par conséquent, le mode plasmonique est principalement associé à une résonance magnétique causée par des courants circulants, et l'énergie de la lumière incidente est dissipée par la perte ohmiques du métal, causant le creux de réflexion dans le mode ω_A. Ensuite, pour le mode ω_B en Fig. 4b, les courants circulants sont dans la direction opposée à celle des courants du mode ω_A, ce qui peut aussi exciter la résonance magnétique. Pour le système nanobarre-couche mince avec les deux nanobarres d'or A et B, le phénomène en Fig. 5a peut aussi être traité comme des résonances de Fano doubles avec deux creux de réflexion (ω_Left et ω_Right) en raison de la forme de ligne asymétrique. Cette forme de ligne spectrale de type Fano asymétrique et une fenêtre de type TIE sont obtenues par l'interférence destructive entre le mode plasmonique plus étroit (ω_A) montré en Fig. 4a et le mode plasmonique plus large (ω_B) montré en Fig. 4b. À notre connaissance, les résonances de Fano sont observées pour la première fois dans des arrays structurés artificiellement de résonateurs de même forme avec des positions asymétriques.

Pour explorer davantage le mécanisme physique derrière ces deux résonances plasmoniques (ω_Left et ω_Right) montrées en Fig. 4c, les distributions de champ magnétique H et de champ électrique |E_loc|/|E_0| aux longueurs d'onde de ces deux résonances sont calculées et représentées en Fig. 5. D'une part, selon Fig. 5b, c, les champs magnétiques sont principalement localisés dans 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 Au. Clairement, des distributions de champ différentes sont observées pour ces deux résonances excitées aux deux pics d'absorption. Pour le mode ω_Left, le champ magnétique est localisé dans l'interstice entre la nanobarre d'or A et le substrat d'or, indiquant que le mode ω_Left est étroitement lié au couplage hors plan entre la nanobarre d'or A et le substrat d'or, ce qui est similaire mais pas identique au champ magnétique du mode ω_A en Fig. 4c en raison du couplage entre le mode ω_A et le mode ω_B. Pour le mode ω_Right, le champ magnétique est localisé dans le nanogap entre la nanobarre d'or B et le substrat. Par conséquent, le mode ω_Right est principalement contribué par le couplage hors plan entre la nanobarre d'or B et le substrat d'or. D'autre part, les champs électriques sont fortement amplifiés et localisés dans une zone ultra-petite aux bords des barres d'or. Ensuite, en plus des phénomènes physiques de TIE, cette métasurface peut aussi être traitée comme nanoantennes plasmoniques (PN), confinant la lumière incidente d'espace libre dans une région sous-longueur d'onde avec l'amplification locale du champ, ce qui est une recherche très importante et fondamentale pour les systèmes nanophotoniques. Ici, le facteur |E_loc|/|E_0| est défini pour évaluer la performance d'amplification locale du champ électrique des PN. Comme montré en Fig. 5d, e, les amplifications locales du champ électrique de la métasurface peuvent atteindre jusqu'à 75. Cependant, bien que des amplifications locales du champ électrique soient réalisées en utilisant des systèmes nanobarre-couche mince, selon Fig. 4c, il reste encore un travail considérable pour réaliser une absorption quasi-parfaite, ce qui résulte en une faible profondeur de modulation. D'après des recherches antérieures, nous savons qu'atteindre à la fois une grande amplification locale du champ électrique et une absorption quasi-parfaite bénéficiera à une large gamme d'applications, incluant capteurs plasmoniques, photocatalyse de dissociation de l'eau, SERS et SEIRA. De plus, cette structure de métasurface montre une largeur de raie relativement plus large. Comme le facteur Q de la résonance plasmonique est défini comme Q = λ/largeur à mi-hauteur (FWHM), une résonance plus large mènera à une résonance plasmonique à Q plus faible. Par conséquent, la FWHM large 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 amplification locale du champ électrique, une absorption quasi-parfaite et une résonance à haut facteur Q, nous introduisons ici le concept d'hybridation du couplage plasmonique hors plan et dans le plan dans ce travail. Clairement, comparée à la métasurface nanobarre-couche mince basée sur le couplage hors plan, cette métasurface proposée en Fig. 1 a des propriétés d'absorption supérieures comme montré en Fig. 2. Particulièrement, 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, bien supérieur à ceux des travaux antérieurement rapportés. Ensuite, afin d'obtenir plus d'insights physiques sur les résonances de Fano à haut Q et l'absorption parfaite provenant de la métasurface originale en Fig. 1, nous traçons les distributions simulées de champ magnétique et électrique aux longueurs d'onde de résonance de 1550 nm (ω_1) et 1588 nm (ω_2), comme montré en Fig. 6. Clairement, le champ magnétique est principalement situé dans l'interstice entre la barre d'or et le substrat d'or, et une partie du champ magnétique se propage vers la nanofente entre les deux nanobarres d'or. Différemment du champ électrique ne résultant que du couplage hors plan comme montré en Fig. 5d, e, le champ électrique de cette métasurface proposée est aussi fortement localisé dans une zone ultra-petite entre les deux barres d'or selon Fig. 6c, d, ce qui signifie le fort couplage de plasmons de surface localisés (PSL) entre les deux nanobarres d'or. La Fig. 6c montre que l'amplification 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 par couche mince montrée en Fig. 5d, ce qui est bien supérieur à celles des nanoantennes antérieurement rapportées. Particulièrement, nous pouvons clairement observer que le « point chaud » ultra-petit caractérisé par la forte amplification électrique est confiné dans une zone circulaire d'un diamètre de seulement 3 nm. Ainsi, ces systèmes de métasurface hybridés ont montré qu'ils possèdent simultanément une absorption supérieure, une grande amplification locale du champ électrique et une petite résolution latérale, ce qui est très utile pour sonder les propriétés précises de molécules uniques pour de nombreuses spectroscopies à amplification de surface, grâce à leur capacité à supporter à la fois les couplages PSL et hors plan.

D'après les résultats d'analyse en Fig. 2b, nous savons que la métasurface couple efficacement pour la polarisation TM et reste sombre pour la polarisation TE, en raison de la conception asymétrique, ce qui a une application potentielle en commutation de polarisation. Ensuite, considérant que l'indice de réfraction du PVA (poly(vinyl alcohol)) peut être modifié par l'altération de la puissance de pompage, la longueur d'onde de fonctionnement des résonances plasmoniques peut généralement être changée en variant l'indice de réfraction de la couche diélectrique. Alors, Fig. 7a,b illustre que la métasurface proposée peut effectivement fonctionner comme un commutateur de polarisation, basé sur un polariseur réfléchissant contenant une résonance accordable pour la lumière polarisée TM en changeant l'indice de réfraction du PVA. Clairement, comme montré en Fig. 7b, sans stimulus externe, la lumière polarisée TM est complètement absorbée à la longueur d'onde de 1550 nm (« état off »), et cette métasurface peut complètement refléchir la lumière polarisée TM à la longueur d'onde de 1565 nm (« état on »). Avec un stimulus externe, la résonance de Fano pour l'onde polarisée TM est décalée vers 1565 nm (« état off »), et cette métasurface devient complètement réfléchissante pour la lumière polarisée TM à 1550 nm (« état on »). Clairement, en Fig. 7b, cette métasurface peut réaliser un changement de valeur de réflexion de 0,009 à 98 % à 1550 nm, et une telle grande profondeur de modulation est bien supérieure aux systèmes de commutation plasmoniques antérieurement rapportés. D'autre part, selon Fig. 7b, la réflexion de la lumière incidente reste proche de un avec et sans 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 rapport d'extinction de 11 000 (R_TE/R_TM = 0,99/0,00009 = 11 000) à 1550 nm. Nous donnons aussi un calcul sur l'effet de l'angle de polarisation φ sur les spectres de réflexion, comme montré en Fig. 7c. Clairement, la performance d'absorption se dégrade progressivement aux longueurs d'onde de résonance avec l'augmentation de φ, ce qui s'explique 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. Basé sur les résultats calculés en Fig. 7c, les polarisations de sortie projetées de la métasurface, avec et sans pompe, à 1550 et 1588 nm sont tracées en Fig. 7d.

Le CdO dopé à l'indium est un type de matériau plasmonique optiquement accordable, et le commutateur de polarisation femtoseconde opérant à 2,8 µm basé sur le film de CdO photoexcité a été démontré expérimentalement dans la littérature récente. Afin d'améliorer davantage la capacité d'accordage de notre structure TIE, nous étudions les propriétés optiques de la métasurface proposée en utilisant du CdO. La structure schématique de la métasurface à base de CdO avec paramètres géométriques est représentée en Fig. 8a. L'indice de réfraction du MgO et du CdO est obtenu des références respectivement. Selon Fig. 8b, nous montrons les spectres de réflexion avec et sans pompe autour de 1568 nm. Dans l'état « on » statique, la métasurface proposée est un polariseur qui refléchit l'onde polarisée TE et absorbe complètement l'onde polarisée TM à la longueur d'onde 1568 nm. Dans l'état « off » statique, la métasurface proposée devient réfléchissante pour les deux polarisations TM et TE à 1568 nm, et la résonance pour l'onde polarisée TM est décalée vers 1581 nm, en raison du changement d'indice de réfraction du CdO dopé à l'indium par un stimulus externe. Particulièrement, ce polariseur réfléchissant peut atteindre un énorme rapport d'extinction à 1568 nm pour la lumière polarisée TM en raison du R_min extrêmement bas montré en Fig. 8b. L'énorme rapport d'extinction de la métasurface à base de CdO en fait une bonne plateforme pour le contrôle actif de la polarisation. Notons que l'indice de réfraction du CdO peut être accordé en changeant la puissance de pompe, ce qui peut aussi réaliser le contrôle actif de la longueur d'onde de fonctionnement de l'effet de type TIE. De plus, nous constatons que la lumière de pompe n'a aucune influence sur les autres matériaux (incluant l'or, le MgO), ce qui a été démontré par des expériences dans ces références.

En outre, pour la sensibilité d'indice de réfraction de l'analyse ci-dessus, la métasurface proposée peut aussi être appliquée pour détecter le changement d'indice de réfraction de l'environnement ambiant. Dans de nombreux travaux antérieurement rapportés sur la détection d'indice de réfraction, l'intensité lumineuse de l'onde réfléchie/transmise est généralement mesurée lorsque l'indice de réfraction ambiant est variable avec une longueur d'onde de fonctionnement spécifique. Ensuite, pour démontrer la propriété de détection de cette métasurface, Fig. 9 présente que les doubles résonances plasmoniques sont décalées vers le rouge avec l'augmentation des changements d'indice de réfraction ambiant. Avec la variation de l'indice de réfraction ambiant, la sensibilité (S) peut atteindre S = 1500 nm/RIU. Ensuite, la FWHM du creux de réflexion aux ω_1 et ω_2 est de 7 et 7,5 nm respectivement, ce qui indique que cette métasurface peut opérer comme un capteur d'indice de réfraction à FOM ultra-élevé (S/FWHM_1 = 214,29) dans la région proche infrarouge. Le FOM = 214,29 est bien supérieur à ceux de la plupart des capteurs d'indice de réfraction plasmoniques antérieurement rapportés.

Conclusions

Dans ce travail, une nouvelle métasurface hybridée optiquement accordable est proposée et exploitée pour générer des phénomènes de type TIE autour de 1550 nm, qui hybridise le couplage en champ proche dans le plan entre nanobarres d'or et le couplage en champ proche hors plan entre nanobarres d'or et substrat. Pour la conception traditionnelle de métamatériaux de type TIE, deux résonateurs de forme différente, en arrangement planaire ou vertical, fonctionnent respectivement comme mode brillant et mode sombre, ce qui peut induire l'effet TIE par couplage mode brillant-mode sombre. Cependant, dans cette structure, les deux modes brillants individuels résultent principalement de deux résonateurs de même forme avec des positions différentes, ce qui n'est ni une structure plane ni une structure verticale. Les deux modes plasmoniques fondamentaux résultants du système hybridé sont également étudiés en détail. En introduisant du CdO dopé à l'indium, la longueur d'onde de fonctionnement du phénomène de type TIE peut être accordée optiquement. Parallèlement, cette métasurface est démontrée pour la première fois comme un commutateur de polarisation femtoseconde pour la lumière polarisée TM à 1550 nm, qui peut réaliser un rapport d'extinction (R_TE/R_TM) bien supérieur à celui des commutateurs de polarisation antérieurement rapportés. En outre, en opérant comme nanoantennes plasmoniques, cette métasurface atteint aussi une forte amplification locale du champ (|E_loc|/|E_0| > 100) et une absorption quasi-parfaite (> 99 %) simultanément. Grâce à ces avantages, cette métasurface proposée est un candidat prometteur pour la commutation de polarisation femtoseconde, les nanoantennes plasmoniques et le capteur d'indice de réfraction à haut FOM.

Abréviations

TIE :

Transparence induite électromagnétiquement

FDTD :

Différences finies dans le domaine temporel

FE :

Amplification de champ

FEM :

Méthode des éléments finis

FOM :

Figure de mérite

FWHM :

Largeur à mi-hauteur

PML :

Couche parfaitement adaptée

SEIRA :

Absorption infrarouge à amplification de surface

SERS :

Diffusion Raman à amplification de surface