Absorbeur de métasurface chirale plasmonique haute performance utilisant une nanostructure bicouche à demi-cercles torsadés pour la polarisation circulaire sélective

Résumé

Dans cet article, nous présentons un absorbeur de métasurface chirale plasmonique (CMSA) capable d'atteindre une absorption sélective élevée pour les polarisations circulaires droite (RCP, « + ») et gauche (LCP, « − ») aux fréquences optiques. Le CMSA est composé d'un substrat diélectrique intercalé avec une nanostructure métallique bicouche à quatre demi-cercles torsadés. Le CMSA proposé présente une bande d'absorption sélective forte, où les pics d'absorption pour les lumières LCP et RCP se produisent à des fréquences de résonance différentes, reflétant l'existence d'un effet de dichroïsme circulaire (CD) significatif. Il est démontré que l'absorbance du CMSA peut atteindre 93,2 % pour la lumière LCP et 91,6 % pour la lumière RCP, et que l'amplitude maximale du CD atteint 0,85 et 0,91 autour de 288,5 THz et 404 THz, respectivement. Le mécanisme de la forte réponse chiroptique du CMSA est illustré par les distributions de champ électrique de la nanostructure de cellule unité. Par ailleurs, l'influence de la géométrie du CMSA proposé sur la caractérisation de l'absorption sélective de polarisation circulaire est étudiée de manière systématique.

Introduction

La chiralité, en tant que phénomène omniprésent qui désigne une propriété géométrique d'un objet dépourvu de tout plan de symétrie d'inversion ou de miroir, reste toujours pertinente pour la science et la technologie [1, 2]. Les milieux chiraux se présentent généralement sous deux formes énantiomériques qui sont symétriques par rapport à un miroir et non superposables à leur image miroir par simple translation ou rotation, et ils présentent toujours une réponse différente à la polarisation circulaire droite (RCP, « + ») et gauche (LCP, « − ») [1]. Le dichroïsme circulaire (CD) de la lumière à polarisation circulaire (CP) provenant de milieux chiraux est l'une des propriétés chiroptiques les plus uniques. L'effet CD fait référence à la réponse différente des lumières RCP et LCP dans les milieux chiraux, ce qui offre de vastes perspectives d'application en biologie, sciences médicales, chimie, ainsi que dans les dispositifs optoélectroniques liés à la polarisation [3,4,5]. Cependant, l'effet CD des matériaux naturels est plutôt faible, ce qui entrave considérablement son application pratique. Les métasurfaces, en tant que sous-classe de métamatériaux constitués de structures planes monocouches ou multicouches, montrent un grand potentiel pour la manipulation arbitraire des ondes électromagnétiques (EM) ou de la lumière [6,7,8,9,10]. En particulier, les métasurfaces chirales (CMS) sont capables d'améliorer les effets optiques chiraux de plusieurs ordres de grandeur.

Les CMS ont suscité un intérêt considérable depuis qu'elles peuvent exhiber des propriétés EM exotiques, notamment l'indice de réfraction négatif et l'activité optique [11, 12], la transmission asymétrique [13, 14], l'effet CD géant [15,16,17], la conversion de polarisation [18, 19] et la manipulation de front d'onde [20, 21], etc. Depuis lors, diverses structures de CMS (telles que les anneaux fendus, fils spiraux, gammadions, structures en L, etc.) ont été successivement proposées pour réaliser une amplification de champ chiralement sélective hautement efficace pour la lumière LCP ou RCP [22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32,33]. Cependant, la plupart des conceptions précédentes de ces CMS se concentrent sur les performances de chiralité en transmission, tandis que beaucoup moins d'attention a été accordée à la réflexion/absorption pour les lumières CP, qui sont tout aussi importantes dans les applications d'ingénierie. Il est bien connu que la plupart des études sur les absorbeurs précédents s'appliquent à la lumière à polarisation linéaire, alors que de telles conceptions pour les lumières CP sont rarement étudiées. En fait, les CMS pourraient également être utilisées pour construire de nouveaux absorbeurs pour les lumières CP [25, 26, 29,30,31,32,33]. Par exemple, Li et al. [25] ont proposé un absorbeur ultra-fin basé sur des fils en L, qui ne peut atténuer que l'onde LCP dans la région micro-ondes. Wang et al. [29] ont démontré qu'un miroitier chiral peut refléchir presque toute la lumière LCP, tout en absorbant totalement la lumière RCP dans la région infrarouge. Tang et al. [30] ont proposé un absorbeur avec des résonateurs en forme de ŋ, qui peut réaliser une absorption sélective pour différentes lumières CP dans le visible. Ensuite, des absorbeurs chiraux proche infrarouge avec métasurface plasmonique ont été proposés et démontrés pour absorber sélectivement la lumière LCP ou RCP. Cependant, l'absorbance de la plupart des CMS est inférieure à 90 %. Ainsi, une conception efficace d'un absorbeur de métasurface chirale (CMSA) avec une absorption sélective élevée est hautement souhaitable.

Dans ce travail, nous présentons un type de CMSA hautement efficace basé sur une nanostructure bicouche à quatre demi-cercles torsadés fonctionnant dans les régions proche infrarouge et visible. Un tel CMSA pourrait réaliser sélectivement une absorption supérieure à 90 % pour différentes lumières CP de chiralité différente à des fréquences de résonance différentes. En raison de l'absorption sélective forte du CMSA proposé, une valeur de CD élevée d'environ 0,9 peut être réalisée en conséquence. Le mécanisme physique sous-jacent à l'absorption sélective pour différentes lumières CP a été analysé en détail par les distributions de champ électrique. De plus, l'influence des paramètres géométriques de la cellule unité sur l'absorption sélective a également été étudiée systématiquement. On peut raisonnablement croire que les résultats de ce travail peuvent guider la conception de CMSA avec une forte absorption et un effet CD pour de nombreuses applications pratiques telles que l'absorbeur thermique, les dispositifs de communication optique, les photodétecteurs, les filtres optiques, l'imagerie et les hologrammes.

Conception de la cellule unité

La figure 1 présente le schéma du CMSA proposé, qui est constitué d'un réseau périodique avec une nanostructure à demi-cercles torsadés. Les quatre nanostructures à demi-cercles torsadés sur chaque face du substrat diélectrique sont positionnées de manière que chacune soit tournée de 90° par rapport à sa voisine, et la structure inférieure de chaque demi-cercle est également tournée de 90° par rapport à la supérieure, comme le montre la figure 1b. De manière similaire à la conception précédente [32], les quatre nanostructures à demi-cercles supérieures sont connectées à l'inférieure par des cylindres de cuivre, et le rayon du cylindre de cuivre est le même que la largeur du fil demi-cercle, ce qui peut augmenter le couplage conductif. La nanostructure à demi-cercles torsadés peut être considérée comme un système de résonateurs couplés, où les fortes réponses chirales proviennent du couplage inductif électrique et magnétique entre les deux demi-cercles torsadés connectés [34, 35]. Cette nanostructure simple à demi-cercles torsadés avec des symétries miroirs est conçue dans les couches supérieure et inférieure permettant au CMSA proposé d'améliorer la chiralité.

Schéma du CMSA conçu : a réseau périodique, b, c vues de face et en perspective de la nanostructure de cellule unité. Les longueurs périodiques le long des directions des axes x- et y- sont toutes deux de 600 nm, et les lumières CP à incidence normale se propagent le long de la direction de l'axe z.

La cellule unité globale du CMSA proposé présente une symétrie de rotation quadruple (C₄) pour la direction de propagation de la lumière. Le substrat diélectrique dans la couche intermédiaire est constitué d'un diélectrique MgF₂ sans perte avec une permittivité relative de 1,9. Les nanostructures métalliques chirales ont été sélectionnées comme l'or, et le paramètre matériel peut être décrit par le modèle de Drude [36]. Les paramètres de structure optimisés de la cellule unité sont donnés comme suit : p_x = p_y = 600 nm, r = 70 nm, w = 40 nm, t_s = 120 nm, t_m = 30 nm. La cellule unité du CMSA est périodique le long des directions des axes x- et y avec des périodes de 600 nm pour éviter la diffraction lorsque la fréquence de la lumière incidente atteint 500 THz. Pour vérifier l'efficacité du CMSA proposé, des simulations EM à ondes complètes à haute fréquence ont été effectuées basées sur la méthode des éléments finis (FEM) en utilisant le solveur de domaine de fréquence dans CST Microwave Studio. Une fois la nanostructure de cellule unité du CMSA, les conditions aux limites appropriées, la taille du maillage et la plage de fréquence raisonnablement définies, la simulation de domaine de fréquence pouvait être lancée.

Résultats et discussions

Les coefficients de transmission en co-polarisation (t₊₊(ω), t_{− −}(ω)) et de réflexion (r₊₊(ω), r_{− −}(ω)) simulés pour les lumières LCP et RCP à incidence normale sont présentés à la figure 2. Deux modes de résonance plasmonique chiraux (mode 1 et mode 2) peuvent être observés de manière évidente aux fréquences de f₁ = 288,5 THz et f₂ = 404 THz, respectivement. On observe que le coefficient de réflexion en co-polarisation r₊₊(ω) pour RCP et r_{− −}(ω) pour LCP sont égaux ; et tous deux sont inférieurs à 0,4 dans toute la plage de fréquences d'intérêt. De plus, les amplitudes de r₊₊(ω) et r_{− −}(ω) diminuent à environ 0,15 aux résonances, indiquant l'adaptation d'impédance entre le CMSA et l'espace libre pour les lumières RCP et LCP. On peut également voir que les coefficients de transmission en co-polarisation t₊₊(ω) pour RCP et t_{− −}(ω) pour LCP sont significativement différents aux résonances en raison de la nature chirale du CMSA proposé. Autour du point de fréquence inférieure f₁, l'amplitude de t₊₊(ω) pour la lumière RCP est d'environ 0,93, ce qui est beaucoup plus élevé que t_{− −}(ω) pour la lumière LCP qui n'est que d'environ 0,075. Autour du point de fréquence supérieure f₂, l'amplitude de t₊₊(ω) pour la lumière RCP diminue jusqu'à une valeur minimale de 0,018, tandis que t_{− −}(ω) pour LCP atteint une valeur maximale d'environ 0,92. Cela signifie que seule la lumière RCP incidente peut être sélectionnée pour traverser le CMSA tandis que la lumière LCP est interdite à la fréquence inférieure. À la fréquence supérieure f₂, seule la lumière LCP incidente peut être sélectionnée pour traverser le CMSA tandis que la lumière RCP est extrêmement interdite. Ainsi, les phénomènes de sélection chirale du CMSA ci-dessus entraîneraient par conséquent une absorption différente pour les lumières RCP et LCP, impliquant l'existence d'une absorption sélective à haute efficacité et d'un effet CD géant aux résonances.

a Coefficients de transmission en co-polarisation (t₊₊(ω), t_{− −}(ω)) et de réflexion (r₊₊(ω), r_{− −}(ω)) simulés du CMSA proposé pour les lumières LCP et RCP à incidence normale, b l'absorbance correspondante (A₊(ω), A₋(ω)) pour les lumières LCP et RCP

La figure 2b montre les spectres d'absorbance (A₊(ω), A₋(ω)) pour les lumières LCP et RCP incidentes. On observe que l'absorbance pour les lumières LCP et RCP atteint une valeur maximale d'environ 93,2 % et 91,6 %, tandis que celle pour les lumières RCP et LCP diminue à seulement environ 8,7 % et 4,8 % autour des deux résonances ci-dessus, respectivement. Évidemment, on peut conclure que le CMSA proposé présente une forte absorption de la lumière LCP et un niveau de transmission plutôt élevé pour la lumière RCP autour de la fréquence inférieure f₁, alors que la condition s'inverse complètement lorsque la fréquence atteint la fréquence de résonance supérieure f₂. Cela signifie que le CMSA proposé affiche une absorption sélective pour deux lumières CP avec une chiralité particulière tout en refléchissant l'autre à différentes résonances. De plus, il convient de souligner que le CMSA possède deux bandes de fréquences d'absorption forte en utilisant une seule nanostructure chirale de taille unique, et est raisonnablement supérieur par rapport aux absorbeurs chiraux précédents avec une bande d'absorption isolée dont l'adaptation pour différentes lumières CP dépend fortement de différentes tailles géométriques [25, 26, 29, 31,32,33]. Ainsi, la nanostructure chirale conçue peut servir d'absorbeur parfait pour la lumière LCP à la fréquence inférieure et d'absorbeur parfait pour la lumière RCP à la fréquence supérieure. Il convient de noter que la performance d'absorption sélective du CMSA proposé se détériorera avec l'augmentation de l'angle d'incidence (incidence oblique), en raison de la résonance plasmonique multipolaire d'ordre supérieur (non montrée). De plus, on peut déduire que l'absorption chirale-sélective élevée pour les lumières CP entraînera un effet CD géant dans le CMSA proposé.

La différence d'absorption ou de transmission entre les lumières LCP et RCP peut être caractérisée par le paramètre CD Δ. La figure 3a présente le spectre CD du CMSA, où les pics principaux du paramètre CD sont d'environ 0,85 et 0,91 aux deux fréquences de résonance, respectivement ; ce qui est bien supérieur aux nanostructures chirales rapportées [17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32, 37,38,39,40,41,42]. L'effet CD géant est causé par la forte chiralité du CMSA, et peut donc être appliqué comme polariseur circulaire transparent. Pour étudier davantage la pureté CP du CMSA appliqué comme polariseur circulaire, nous donnons l'angle d'ellipticité η et l'angle de rotation d'azimut de polarisation θ comme montré à la figure 3b. On trouve que la valeur de η est d'environ 40,4° et −43,9°, tandis que la valeur de θ est d'environ 0° aux fréquences inférieure et supérieure, respectivement. Cela signifie que les lumières transmises présentent des caractéristiques RCP et LCP proéminentes après avoir traversé la plaque CMSA aux deux fréquences de résonance. Il convient de noter que ce polariseur circulaire basé sur CMSA avec une pureté CP plus élevée est valable pour toute lumière à polarisation arbitraire en raison de sa haute symétrie C₄ de la cellule unité. Ainsi, le polariseur circulaire homogène pourrait raisonnablement être réalisé avec notre nanostructure chirale conçue.

Paramètres optiques relatifs calculés du CMSA proposé pour les lumières LCP et RCP à incidence normale, a le paramètre CD Δ, b angle d'ellipticité η et angle de rotation d'azimut de polarisation θ

Afin de comprendre pleinement l'absorption sélective et l'effet CD géant du CMSA, nous avons récupéré l'indice de réfraction Re(n), Re(n₋), Re(n₊) et le paramètre chiral Re(κ) en utilisant une procédure de récupération standard à partir des coefficients de transmission et de réflexion des lumières CP [43, 44], comme montré à la figure 4a, b. Il est clair que deux résonances liées à la forte chiralité émergent dans le CMSA conçu. La résonance de fréquence inférieure se produit autour de 288,5 THz tandis que la supérieure se situe à 404 THz, ce qui est cohérent avec les fréquences caractéristiques de l'absorption sélective et des pics CD. Comme montré à la figure 4a, le Re(n) est négatif avec des amplitudes maximales de −2,3 et −1,1, et le Re(κ) atteint des amplitudes maximales de 6,4 et −5,1 autour des deux fréquences de résonance ci-dessus. Il est clair que le paramètre chiral κ contribue également à la réfraction négative des lumières RCP et LCP. La forte chiralité peut facilement pousser l'indice de réfraction de la lumière RCP/LCP à devenir négatif aux résonances en raison de la relation n_± = n ± κ. Ainsi, comme montré à la figure 4b, le Re(n₋) pour la lumière LCP et Re(n₊) pour la lumière RCP est négatif de 286,2 THz à 291 THz, et de 400,2 THz à 404 THz, respectivement. De plus, le Re(n₋) et Re(n₊) atteignent des valeurs négatives maximales de −8,6 et −6,3 aux deux résonances ci-dessus, respectivement. Cela révèle que l'absorption sélective élevée ainsi que l'effet CD géant du CMSA proposé sont associés à la propriété de réfraction négative des lumières LCP et RCP.

Paramètres chiraux relatifs récupérés du CMSA proposé : a parties réelles de l'indice de réfraction moyen Re(n) et du paramètre chiral Re(κ), b indice de réfraction Re(n₋), Re(n₊) pour les lumières LCP et RCP

Pour dévoiler davantage l'origine de l'absorption sélective associée à l'effet CD géant du CMSA proposé, les distributions de champ électrique (E_z) de la cellule unité sous excitation par les lumières RCP et LCP à 288,5 THz et 404 THz ont été étudiées. Il est connu que l'excitation de la résonance de plasmons de surface produira des champs dipolaires oscillants puisque la nanostructure à demi-cercles présente de petits diamètres comparés à la longueur d'onde incidente des différentes lumières CP [45,46,47,48]. Lorsque la lumière RCP ou LCP illumine la nanostructure à demi-cercles, on peut raisonnablement croire que l'absorption sélective et l'effet CD géant émergeront dans le CMSA proposé et résulteront par conséquent en une distribution différente des composantes de champ électrique et magnétique dans chaque couche [48,49,50,51,52,53].

La figure 5 montre les distributions de champ électrique (E_z) du CMSA proposé sous excitation par les lumières RCP et LCP à différentes fréquences de résonance. Les graphiques détaillés des distributions de champ électrique (E_z) sur les nanostructures à demi-cercles montrent clairement la nature de chaque mode plasmonique de surface [54]. Les régions rouge et bleue sur la nanostructure à demi-cercles des couches supérieure et inférieure présentent les accumulations de charges positives et négatives sous excitation par les lumières RCP et LCP. Les charges positives et négatives sont séparées et s'accumulent principalement aux coins de chaque nanostructure à demi-cercles, agissant comme une oscillation dipolaire électrique. On observe que la puissance dipolaire électrique est beaucoup plus forte que la magnétique dans la nanostructure à demi-cercles conçue, révélant la prédominance des oscillations dipolaires électriques. L'absorption sélective et l'effet CD géant générés aux résonances sont dus à la différence évidente de puissance dipolaire sous excitation LCP et RCP. Ici, une méthode simplifiée avec moments dipolaires électriques équivalents a été appliquée, qui considère les vibrations de charge des quatre nanostructures à demi-cercles dans chaque couche comme une vibration dipolaire [48,49,50]. Selon la théorie de Born-Kuhn [47, 48], le mode qui est hybridé à partir de deux dipôles avec la même direction de champ électrique est nommé mode de liaison, tandis que l'autre qui est hybridé à partir de deux dipôles avec une direction de 90° ou croisée est désigné comme mode d'antiliaison. Comme montré aux figures 5a1, b1, sous illumination par lumière RCP à la fréquence de résonance f₁ = 288,5 THz, les champs dipolaires électriques dans les couches supérieure et inférieure montrent des directions croisées et forment un mode d'antiliaison, et résultent par conséquent en une transmission élevée de la lumière RCP selon le modèle de Born-Kuhn. Comme montré aux figures 5c1, d1, sous illumination par lumière LCP, on voit que la distribution de champ électrique du CMSA peut être considérée comme un hybride du mode de liaison entre les couches supérieure et inférieure, qui est composé de deux moments dipolaires électriques équivalents avec la même direction, résultant en un niveau d'absorption élevé de la lumière LCP. Ainsi, les modes de liaison et d'antiliaison causent une énergie de résonance différente et une transmission et absorption différentes des nanostructures chirales à la fréquence inférieure sous illumination par les lumières LCP et RCP (voir figure 2). Comme montré aux figures 5a2, b2, c2, d2, sous illumination par les lumières RCP et LCP à la fréquence de résonance f₂ = 404 THz, les champs dipolaires électriques dans les couches supérieure et inférieure montrent les mêmes directions (mode de liaison) et directions croisées (mode d'antiliaison) respectivement, et résultent par conséquent en un niveau d'absorption élevé pour la lumière RCP et une transmission élevée pour la lumière LCP. Donc, on voit que l'absorption sélective et l'effet CD à deux fréquences différentes sont principalement attribués aux modes de liaison et d'antiliaison, qui sont induits par le couplage hybride des moments dipolaires électriques des couches supérieure et inférieure.

Distributions de champ électrique (E_z) de la cellule unité du CMSA proposé induites par les lumières (a1, b1, a2, b2) RCP et (c1, d1, c2, d2) LCP à différentes fréquences de résonance : (a1–d1) f₁ = 288,5 THz, (a2–d2) f₂ = 404 THz. Les flèches pleines (pointillées) noires dénotent les moments dipolaires électriques équivalents sur la couche supérieure (inférieure) de la nanostructure chirale proposée

Dans la suite, nous étudions l'influence des paramètres géométriques de la cellule unité sur les propriétés d'absorption du CMSA proposé. La figure 6 montre les spectres d'absorbance simulés pour les lumières LCP et RCP, et les fréquences de résonance (f₋, f₊) avec différents paramètres géométriques (r, w, t_m, et t_s) de la cellule unité. Pour la nanostructure conçue, on peut observer une variation spectrale intéressante de la propriété d'absorption sélective dépendante des paramètres, qui est évidemment multi-facteurs compétitifs et complexe. Dans cette étude, les paramètres géométriques du groupe de contrôle sont r = 70 nm, w = 40 nm, t_m = 30 nm, et t_s = 120 nm, et un paramètre est modifié à la fois.

Spectres d'absorbance simulés (a1–d1) et fréquences de résonance (a2–d2) (f₋, f₊) des lumières LCP et RCP du CMSA proposé avec différents paramètres géométriques : (a1, a2) rayon (r), (b1, b2) largeur de fil (w), (c1, c2) épaisseur (t_m) de la nanostructure à demi-cercles, (d1, d2) épaisseur du substrat diélectrique (t_s)

La nanostructure à demi-cercles avec différents r (r = 65 nm, 70 nm, 75 nm, et 80 nm) a été d'abord calculée, tandis que les autres paramètres sont fixés comme montré aux figures 6a1, a2. Lorsque r augmente, les fréquences de résonance f₋ pour LCP et f₊ pour RCP diminuent progressivement, ce qui peut être interprété par la théorie du circuit de résonance LC équivalent [55, 56]. Les fréquences de résonance (f₋, f₊) pour l'illumination LCP et RCP peuvent être exprimées comme \(f_{ \mp } = \frac{1}{{2\pi \sqrt {LC} }}\), où la capacitance équivalente C et l'inductance L sont principalement déterminées par les paramètres géométriques du CMSA proposé. Le L augmentera avec l'augmentation de r, entraînant ainsi la diminution des fréquences de résonance (f₋, f₊). De plus, comme montré à la figure 6a1, lorsque r augmente, l'absorbance de la lumière LCP diminuera progressivement tandis que celle de la lumière RCP restera presque inchangée. La figure 6b1, b2 montre les spectres d'absorbance des lumières LCP et RCP lors du changement de w de 30 à 45 nm par pas de 5 nm, tandis que les autres paramètres restent inchangés. On voit que les fréquences de résonance (f₋, f₊) pour les lumières LCP et RCP augmenteront progressivement avec l'augmentation de w. Évidemment, l'augmentation des fréquences de résonance (f₋, f₊) est principalement due à la diminution de C. L'absorbance de la lumière LCP augmentera d'abord puis diminuera légèrement, tandis que celle de la lumière RCP diminuera progressivement lorsque w augmente, comme montré à la figure 6b2. Comme montré aux figures 6c1, c2, nous présentons les spectres d'absorbance et les fréquences de résonance (f₋, f₊) des lumières LCP et RCP avec t_m variant de 20 à 50 nm par pas de 10 nm et autres paramètres fixés. Il y a des cas similaires au changement de w, lorsque t_m augmente, la fréquence de résonance (f₋) pour la lumière LCP augmente significativement, et celle pour la lumière RCP augmente légèrement. Dans ce cas, le L diminuera avec l'augmentation de t_m, entraînant ainsi l'augmentation des fréquences de résonance (f₋, f₊). De plus, l'absorbance des lumières LCP et RCP augmentera d'abord puis diminuera lorsque t_m augmente, comme montré à la figure 6c2. Finalement, nous avons illustré les spectres d'absorbance et les fréquences de résonance (f₋, f₊) pour les lumières LCP et RCP avec différents t_s (t_s = 110 nm, 120 nm, 130 nm, et 140 nm), tandis que les autres paramètres restent inchangés, comme montré aux figures 6d1, d2. On observe que lorsque t_s augmente, l'absorbance de la lumière LCP augmentera progressivement, tandis que celle de la lumière RCP diminuera légèrement, comme montré à la figure 6d1. De plus, les fréquences de résonance (f₋, f₊) pour les lumières LCP et RCP diminuent progressivement lorsque t_s augmente, comme montré à la figure 6d2. Dans ce cas, le C augmentera lorsque t_s augmente, entraînant ainsi la diminution des fréquences de résonance (f₋, f₊). On peut conclure que les fréquences de résonance (f₋, f₊) et le niveau d'absorption pour les lumières RCP et LCP sont sensibles aux paramètres géométriques de la cellule unité de la nanostructure chirale conçue. Ainsi, les propriétés d'absorption sélective du CMSA proposé peuvent être ajustées dynamiquement en variant les paramètres de structure.

Conclusion

En conclusion, un CMSA basé sur une nanostructure bicouche à quatre demi-cercles torsadés a été proposé pour réaliser une absorption chirale-sélective quasi parfaite pour les lumières RCP et LCP ainsi qu'un effet CD géant dans les régions proche infrarouge et visible. Les résultats de simulation montrent que l'absorbance chirale-sélective pour les lumières RCP et LCP est supérieure à 90 %, et l'amplitude du CD peut atteindre 0,91. Selon les paramètres EM effectifs récupérés, on trouve que l'absorption de fréquence inférieure et l'effet CD sont tous deux associés aux propriétés de réfraction négative de la lumière LCP, tandis que le cas de la fréquence supérieure concerne la lumière RCP. Les distributions de champ électrique indiquent que les propriétés d'absorption chirale-sélective et l'effet CD géant du CMSA proviennent principalement des modes de liaison et d'antiliaison qui sont induits par le couplage hybride des moments dipolaires électriques des couches supérieure et inférieure. De plus, les fréquences de résonance et le niveau d'absorption chirale-sélective du CMSA peuvent être ajustés en modifiant les paramètres géométriques de la cellule unité. Par conséquent, on peut raisonnablement conclure que la conception du CMSA est prometteuse pour les applications futures dans les filtres optiques, l'imagerie chirale, le polariseur circulaire, la détection et les communications optiques.

Section Méthode Numérique

Simulations FEM : Des simulations EM à ondes complètes ont été effectuées basées sur la méthode des éléments finis (FEM). En simulation, les propriétés électriques de l'or sont décrites par le modèle de Drude comme [36] :

$$\varepsilon_{{{\text{Au}}}} = {1} - \omega_{p}^{{2}} /\omega \left( {\omega + i\gamma } \right)$$ (1)

où ω_p = 1,37 × 10¹⁶ rad/s est la fréquence de plasma et γ = 8,04 × 10¹³ rad/s est la fréquence de collision de l'or dans la gamme de fréquences optiques. En simulation, la condition aux limites de cellule unité a été appliquée le long des directions des axes x- et y et les deux lumières propres CP ont été utilisées directement. Des lumières CP à large bande sont employées comme sources d'excitation et traversent normalement la cellule unité de la nanostructure chirale conçue de la direction −z vers +z. Ensuite, les coefficients de réflexion et de transmission des lumières LCP et RCP peuvent être obtenus. Généralement, l'absorbance notée A₋(ω)/A₊(ω) pour les lumières LCP/RCP peut être exprimée comme [17, 32] : A₋(ω) = 1 − R_{− −}(ω) − T_{− −}(ω) = 1 − |r_{− −}(ω)|² − |t_{− −}(ω)|², A₊(ω) = 1 − R₊₊(ω) − T₊₊(ω) = 1 − |r₊₊(ω)|² − |t₊₊(ω)|², respectivement. Les coefficients de transmission en co-polarisation t_{− −}(ω) sont pour LCP et t₊₊(ω) pour RCP, tandis que r_{− −}(ω) et r₊₊(ω) sont les coefficients de réflexion en co-polarisation, respectivement. Il convient de noter que les coefficients de transmission en polarisation croisée (t₊₋(ω), t₋₊(ω)) et de réflexion (r₊₋(ω), r₋₊(ω)) pour les lumières LCP et RCP sont suffisamment petits pour être négligés (< 0,01) en raison de la haute symétrie C₄ de la cellule unité de la nanostructure chirale conçue. De plus, l'effet CD est induit par l'absorption sélective des deux lumières CP, ce qui peut être exprimé comme : △ =|t₊₊(ω)| − |t_{− −}(ω)| [14, 29]. L'ellipticité et l'activité optique sont des paramètres importants pour évaluer la chiralité de la nanostructure chirale conçue. L'ellipticité caractérise l'état de polarisation des lumières transmises de la nanostructure chirale, qui est décrite par l'angle d'ellipticité η = arctan[(|t₊₊(ω)| − |t_{− −}(ω)|) / (|t₊₊(ω)| +|t_{− −}(ω)|)]. Alors que l'activité optique représente la propriété de rotation du plan de polarisation d'une lumière à polarisation linéaire transmise par rapport à l'incidente, qui est décrite par l'angle de rotation d'azimut de polarisation θ = [arg(t₊₊(ω)) − arg(t_{− −}(ω))]/2.

Disponibilité des données et matériaux

Les ensembles de données générés et/ou analysés pendant l'étude actuelle sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Abréviations

CMS :

Métasurface chirale

CMSA :

Absorbeur de métasurface chirale

RCP :

Polarisation circulaire droite

LCP :

Polarisation circulaire gauche

CD :

Dichroïsme circulaire

EM :

Électromagnétique

CP :

Polarisation circulaire