面内双曲声子极化激元的可调谐共振吸收

论文信息：

Yingjie Wu, Leixin Meng, Xiaopeng Chen, Xu Liu, and Qing Yang, Tunable resonant absorption emanating from in-plane hyperbolic phonon polaritons, Optics Continuum, 5, 988-997 (2023).

论文链接:

https://doi.org/10.1364/OPTCON.483762

研究背景

共振在极化的实际应用中起着关键作用，它们可以很容易地被远场检测到并与各种器件集成。先前关于极化共振的研究主要集中在平面内各向同性极化子，例如金属或石墨烯上的等离子激元(PPs)，碳化硅或己醇氮化硼上的声子极化(PhPs)，以及过渡金属二硫化物上的激子极化(EPs)。这些极化子的波向量(kj, j = x, y或z)在x-y平面上是各向同性的，即kx = ky。最近在超表面或低对称性晶体中发现的极化子在一定频率下具有kx × ky ＜ 0的面内双曲极化子。这种独特的性质引起了人们对反射、折射和衍射的研究兴趣，并且在研究极化声子、扭转极化子和极化子晶体中也有很大的潜力。然而，有关周期结构的面内双曲声子极化的可调谐共振吸收迄今为止还很少被研究。

研究内容

本文从理论上研究了α-MoO3构成的固有面内双曲PhPs的周期结构的可调谐共振吸收。文中将α-MoO3薄膜的厚度均设置为50 nm，并使用Comsol Multiphysics软件进行了数值模拟。图1(a)给出了α-MoO3沿不同晶轴的介电常数。在长波红外范围内，横向(To)和纵向(LO)光学声子频率之间存在三个频带，称为Reststrahlen频带(RBs)。本文主要研究了εy和εx分别为负的RB1 (16.3 ~ 25.5 THz)和RB2 (24.5 ~ 29.2 THz)。图1(b)采用了由偏振角(αp)和入射角(αi)决定的线偏振光，研究了α-MoO3薄膜的声子吸收。计算得到的αp和αi的吸收光谱分别绘制于图1(c)和图1(d)，两个吸收峰位于相同的位置，并与α-MoO3的TO1和TO2重合。极化方向决定了TO1和TO2的相对吸收强度，当极化方向与晶轴方向一致时(αp = 0°和90°)，声子共振达到最大。为了可视化波前的PhPs，我们使用垂直极化偶极子来发射PhPs。图1(e)给出了在不同的RBs中表现出正交开放方向的双曲型分布。图1(f)中的双曲波前与平面内各向同性极化子维持的圆形波前有明显不同，这种独特的性质有利于共振吸收的调谐。

图1. α-MoO3的声子共振和面内双曲PhPs (a) α-MoO3沿不同晶轴的介电常数。蓝色和红色阴影区域表示第一和第二RBs带。(b) 模拟装置示意图，其中k0和E为线偏振入射光的波向量和能量。(c) 计算了α-MoO3在不同αp正入射光照射下的吸收光谱。(d) 计算了α-MoO3在不同αi光照射下的吸收光谱。(e) 垂直极化偶极子发射的PhPs的面内双曲电场分布(灰点)。(f) 电场实部在z方向对应的分布Re(Ez)。

将α-MoO3薄膜裁剪成一定的几何形状，使其特征尺寸与极化子波长相当或小于极化子波长，从远场激发极化子。图2首先研究了具有方形单元格的线性带状阵列。图2(a)中单元格固定间距(P=1μm)，沿x方向宽度(wx)不同。图2(b)和(c)模拟了场分布和吸收光谱。16.3 THz处的吸收峰对尺度变化相对不敏感，应归属于TO1处的声子吸收。相反，当极化方向与排列方向一致(αp = 0°)时，RB2中的吸收峰出现，并随着wx的增加而红移。我们将这种效应归因于PhPs的共振吸收。对于沿y方向排列的阵列，极化子在αp = 90°处被激发，如图2(c) ~ 2(e)所示。图2(f)用符号指出了最强峰的提取结果。图2(g)展示了26.2 THz和20.2 THz的同频轮廓线(IFCs)，其中背景色映射与图2(a)和图2(d)中阵列的傅里叶变换的归一化幅度相关。图2(h)展示了极化子的计算传播长度。

图2. α-MoO3线性带状阵列中的集体共振 (a) p = 1µm, wx = 0.5µm时的单元结构示意图。(b) 对应的电场分布。(c) 不同宽度条带阵列沿x(上)和y(下)方向的吸收光谱。(d) p = 1µm, wy = 0.5µm时的单元结构示意图。(e) 对应的电场分布。(f) 解析计算的极化子共振色散关系。符号表示(c)中模拟的提取值。(g) 频率为26.2 THz (左)和20.2 THz (右)的IFCs，由(c)中的箭头标记。灰色曲线与普通α-MoO3的IFCs相关。背景色映射表示相应线性阵列的傅里叶变换谐波的归一化幅度。(h) 极化子的计算传播长度。水平虚线表示数组的节距。

考虑到α-MoO3中PhPs的吸收峰随色带宽度的变化以及面内双曲色散，本文在图3(a)中提出了由四个相同碱基的共顶点三角形组成的四三角形谐振腔的双周期结构(b)。如图3(b)和3(c)所示，这种谐振腔在RB1和RB2中都存在极性，可以显著扩大吸收范围。不仅与几何结构相关，平面内双曲极化对单元结构的对准方向也很敏感。图3(a)中固定晶轴并逆时针旋转谐振器θr角。图3(b)中的场分布表明，旋转逐渐将能量集中到与偏振方向正相关的间隙中，增强了场分布的面内各向异性，导致吸收范围相对较窄。从图3(d)的吸收图中可以观察到更清晰的趋势。

图3. 具有宽吸收范围和旋转可调性的双周期谐振器 (a) 以θr旋转的四三角共振单元结构示意图。(b) 在18.2 THz(上)和25.4 THz(下)下，b = 0.8µm的单元结构的电场分布。(c) 吸收光谱作为b的函数，箭头表示18.2和25.4 THz。(b)中的粉色和绿色虚线表示平面上提取电场的剖面。(d) RB1(上)和RB2(下)中θr的吸收图。

最近研究认为，同频轮廓(IFCs)的拓扑转变可以通过构建扭曲的双层结构或异质结构来实现。图4(a)中左面板了考虑了不同扭转角(θt)的扭曲双层α-MoO3的拓扑跃迁。图4(b)研究了扭转后RB1中偶极子发射的PhPs的电场分布。从图4(a)和(b)中都观察到了从双曲线到准圆的拓扑转变，在此期间极化子传播更大的距离。在接近过渡角时，由于IFCs的平面化和极化子群速度的高度指向性，极化子变得更加渠化和准直。在远场光谱中，这种跃迁减弱了吸收对偏振的依赖。最终，当θt = 90°时，x偏振和y偏振下的吸收趋于相等，如图4(c)所示。然后在这些扭曲的双层中绘制具有上述四边形几何形状(b = 0.8µm)的周期性结构(p = 1µm)，如图4(a)的右面板所示。两层间截面电场如图4(d)所示。在相同频率(18.2 THz)下，未扭曲的α-MoO3双层对x偏振光几乎没有响应。随着θt的增大，x偏振光照下的场强逐渐增大。当θt = 90°时，在x极化和y极化下都可以看到强场强。吸收光谱的演变如图4(e)所示，其趋势与扭曲薄膜相似，但吸收范围更广。

图4. 通过扭曲双层结构的拓扑跃迁调谐共振吸收 (a) 扭曲双层α-MoO3薄膜(左)和相应的共振单元结构(右)示意图。绿色和蓝色虚线框表示顶部和底部α-MoO3薄膜。(b) 不同θt的双极发射电场分布。灰点表示偶极子。(c) 扭曲双层的吸收光谱随θt的函数。(d) 扭曲谐振器上的电场分布。(e)与(c)相同，但适用于四三角形谐振器。

文章最后展示了在异质结构中去实现双曲极化的拓扑跃迁。图5(a)中在α-MoO3薄膜顶部添加由石墨烯组成的异质结构，进而改变了石墨烯的费米能(EF)。极化子波前随能量的增加由开放双曲线变为封闭的准椭圆。图5(b)中混合极化的IFCs揭示了这种演变。双曲扇区内的极性为体积受限模式，即电场主要集中在α-MoO3薄膜内。相比之下，双曲扇区外的极化子是表面模式，其能量被限制在单层石墨烯上。图5(c)所示的x-z和y-z平面的场分布揭示了这种差异。图5(d)展示了石墨烯/α-MoO3谐振器在x和y极化上的不同场强。

图5. 基于石墨烯的杂化极化子的可调谐共振吸收 (a) 石墨烯/α- MoO3异质结构示意图(上)和相应的四三角谐振单元结构(下)。(b) 石墨烯/α-MoO3异质结构的IFCs, EF = 0(灰色)、0.3(红色)、0.6(蓝色)和0.9 eV(橙色)。(c) 偶极子发射的y-z和x-z平面上的电场分布。(d) 吸收光谱随EF的函数。(e) 石墨烯/α-MoO3谐振腔在18.2 THz下的电场分布。

结论与展望

本文从理论上研究了α-MoO3构成的固有面内双曲PhPs的周期结构的可调谐共振吸收。由于α-MoO3的低对称晶格结构，其吸收具有较高的极化和入射灵敏度。腔共振和Bragg共振共同增强了α-MoO3谐振腔的共振吸收，产生了高质量因子和强几何和旋转依赖性。此外，基于平面内双曲极化的拓扑跃迁，作者还通过构建扭曲的α-MoO3双层和石墨烯/α-MoO3异质结构实现了主动可配置的共振吸收。该发现揭示了平面内双曲极化的集体共振及其调谐机制，从而为设计基于偏振的探测器、调制器、传感器或其他亚衍射尺度的光子元件和器件铺平了道路。

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