Experimentelle Demonstration mehrerer Fano-Resonanzen in einer gespiegelten Split-Anordnung

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 15846 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Details zu den Metriken

Diese Arbeit demonstriert die erste experimentelle Beobachtung mehrerer Fano-Resonanzen im Terahertz-Bereich in einem System, das auf einer Anordnung spiegelsymmetrischer Split-Ring-Resonatoren basiert, die auf einem Polytetrafluorethylen (PTFE)-Substrat mit geringem Verlust und niedrigem Brechungsindex abgeschieden sind. Zum ersten Mal wurde die durch Lasertechnologie induzierte selektive Oberflächenaktivierung verwendet, um eine Kupferschicht auf einem PTFE-Substrat abzuscheiden, mit der weiteren Anwendung der Standard-Maskenlithographie für die Herstellung von Metaoberflächen.

Resonanzen vom Fano-Typ werden in Metaoberflächen beobachtet, die aus Split-Ring-Resonatoren (SRR) bestehen. Um dies zu erreichen, wird im SRR eine zusätzliche Asymmetrie eingeführt. Typischerweise ist der Ring in zwei Abschnitte unterschiedlicher Länge geteilt, in denen der sogenannte „Dunkelmodus“ angeregt wird, der für das Auftreten der Fano-Resonanz1 verantwortlich ist. Aufgrund der schwachen Kopplung des Dunkelmodes mit den externen elektrischen Feldern weist die Fano-Resonanz eine hohe Resonanzqualität auf. Daher wird erwartet, dass ein solches Metamaterial bei der Entwicklung einer Vielzahl von Sensoren Anwendung finden könnte2.

Aufgrund der unterschiedlichen Anwendungsanforderungen hat sich das Forschungsinteresse am Fano-Resonanzfeld von einer einzelnen Fano-Resonanz auf mehrere Fano-Resonanzen ausgeweitet. Multispektrale Fano-Resonanzen sind vielversprechend für die mehrkanalige biochemische Sensorik3, die Mehrband-Erzeugung der zweiten Harmonischen4 und Mehrband-Absorber/Emitter5. Während eine einzelne Fano-Resonanz durch die Kombination eines hellen Modus und eines dunklen Modus entsteht, kann die Kombination eines hellen Modus mit mehreren dunklen Modi zu mehreren Fano-Resonanzen führen. Mehrere Fano-Resonanzen entstehen durch die Einführung neuer Asymmetrien in eine planare periodische Struktur6, die kollektive Anregung eines Metamolekülgitters, das aus zwei verschiedenen Metamaterialresonatoren7 besteht, durch Kopplung zwischen dem Oberflächenplasmon-Polariton-Modus und planaren Wellenleitermodi mehrerer Ordnung8. Mehrere Fano-Resonanzen in Metall-Isolator-Metall-Wellenleiterstrukturen mit unterschiedlichen Hohlraumformen9 haben aufgrund ihrer herausragenden Eigenschaften, einschließlich der einfachen Integration und der tiefen Subwellenlängenbeschränkung des Lichts im sichtbaren und nahinfraroten Wellenlängenbereich, die Aufmerksamkeit vieler Forscher auf sich gezogen. Es wurden hybride Metamaterial-Wellenleiterstrukturen (HMW) vorgeschlagen, um mehrere Fano-Peaks zu erzeugen, die durch destruktive Interferenz dunkler quasi-geführter und heller Plasmonenmoden verursacht werden. Theoretische Überlegungen haben gezeigt, dass das HMW-Design aufgrund der Multimode-Eigenschaften des Plattenwellenleiters eine einfache Möglichkeit bieten kann, mehrere Fano-Resonanzen in einfachen Metallresonatoren zu realisieren, die im fernen Infrarot- und Terahertz-Spektralbereich arbeiten10,11,12. Kürzlich wurde im GHz-Frequenzbereich eine mehrfache elektromagnetisch induzierte Transparenz unter Verwendung einer doppelschichtigen Metaoberfläche13 und eine Ultrabreitband-Polarisationsumwandlungserweiterung unter Verwendung mehrerer Fano-Resonanzen14 experimentell demonstriert. In beiden Fällen waren die Elementarzellen der vorgeschlagenen Metaoberflächen ziemlich kompliziert, um mehrere Resonanzen zu erreichen.

In dieser Arbeit präsentieren wir die erste experimentelle Beobachtung mehrerer Fano-Resonanzen im Terahertz-Bereich in einem HMW-System basierend auf einer Anordnung spiegelsymmetrischer Split-Ring-Resonatoren15,16. Wir schlagen ein Schema für die Beobachtung mehrerer Fano-Resonanzen durch Wechselwirkung der plasmonischen Mode mit dielektrischen Wellenleitermoden vor, die in einer spiegelsymmetrischen Anordnung von SRRs auftreten, die auf einem Polytetrafluorethylen (PTFE)-Substrat mit geringem Verlust und niedrigem Brechungsindex abgeschieden sind. Durch die Erhöhung der Substratdicke werden höhere Wellenleitermoden angeregt. Dadurch interagieren sie mit dem plasmonischen Modus und es treten mehrere Fano-Resonanzen auf. Die Anzahl der Fano-Resonanzen und ihre charakteristischen Frequenzen können einfach durch Veränderung der Dicke des Substrats angepasst werden. Bemerkenswert ist, dass unser Design einen offenen (umhüllungsfreien) Wellenleiter mit großem Potenzial für die Entwicklung von Multiwellenlängen-Biosensoren, Brechungsindexsensoren und Filtern bietet.

Es sind mehrere Methoden bekannt, die zur Herstellung von Metaoberflächen angewendet werden können, wie z. B. Tintenstrahldruck17, Siebdruck18, Rolle-zu-Rolle-Druck19, chemische Gasphasenabscheidung20. Keines der genannten Verfahren kann jedoch eine Metallschicht mit ausreichender Haftung auf dem Substrat auf dem PTFE-Substrat abscheiden. Daher wird in dieser Arbeit die neuartige Methode der selektiven Oberflächenaktivierung durch Laser (SSAIL) verwendet21,22,23,24. SSAIL umfasst drei Hauptschritte: Lasermodifikation der dielektrischen Oberfläche, chemische Aktivierung der modifizierten Bereiche durch Eintauchen in Lösung und chemische stromlose Metallabscheidung der aktivierten Teile. Die neue Technologie ermöglicht Laserschreibgeschwindigkeiten von bis zu 4 m/s, wobei der räumliche Abstand der Beschichtung nur 25 µm beträgt. Im Vergleich zu anderen Beschichtungstechnologien besteht der Hauptvorteil des SSAIL-Verfahrens darin, dass das Verfahren selektiv ist und die Kupferabscheidung nur auf der lasermodifizierten Oberfläche erfolgt. Darüber hinaus sind für SSAIL keine speziellen Zusätze in der Polymermatrix erforderlich und als Schaltungsträger kann handelsübliches Material (auf dem Markt erhältlich) verwendet werden. SSAIL bietet einzigartige Vorteile für die PTFE-Anwendung, indem es eine hohe Kupferhaftung am Substrat erzeugt. Darüber hinaus werden die SRR-Strukturen mithilfe der Standard-Maskenfotolithographie hergestellt.

Die von uns untersuchte Metaoberfläche ist schematisch in Abb. 1 dargestellt. Es ist zu erkennen, dass der SRR in jeder zweiten Spalte des Arrays um 180 Grad gedreht ist. Eine solche Konfiguration hat die frühere Erkennung einer einzelnen Fano-Resonanz ermöglicht15,16.

Schematische Darstellung der gespiegelten Anordnung von SRRs und der vergrößerten einzelnen Elementarzelle. Die Abmessung der Einheitszelle in x-Richtung Lx ist doppelt so groß wie Ly = 600 μm. Die Abmessungen von SRR betragen A = 500 μm, W = G = 50 μm, die Metallisierungsdicke beträgt 10 μm und das externe elektrische Feld verläuft parallel zur y-Achse.

Da das elektrische Feld elektromagnetischer Wellen die Lücke des SRR durchquert, werden in ihnen ungerade plasmonische Moden (n = 1, 3, …) angeregt, wobei n die Anzahl der halben Wellenlängen der Schwingungen ist, die in den Umfang des SRR25 passen.

Für die experimentelle Untersuchung werden die Resonatoren auf einem Polytetrafluorethylen (PTFE)-Substrat geformt. PTFE ist ein Material mit einzigartigen mechanischen und elektrischen Eigenschaften. Seine Besonderheit sind geringe dielektrische Verluste. Aus diesem Grund ist PTFE ein attraktives Material für Anwendungen im GHz-Band. Da das Material jedoch einen sehr niedrigen Reibungskoeffizienten aufweist, ist es schwierig, das Metall auf der Oberfläche des PTFE abzuscheiden. Es gibt mehrere Studien, die auf chemischem Ätzen und Plasmaätzen basieren26,27. Wir wenden jedoch eine relativ neue SSAIL-Technologie an, die in21 vorgeschlagen wurde. Die SSAIL-Technologie wurde bereits zur Metallisierung verschiedener dielektrischer Materialien eingesetzt, darunter Glas, Keramik und verschiedene Polymere. In dieser Arbeit kombinieren wir chemische und Lasertechnologien und demonstrieren die erste Anwendung dieser Methode zur PTFE-Metallisierung mit ausreichender Haftung und hervorragenden elektromagnetischen Eigenschaften im THz-Bereich (siehe Methoden).

Die numerischen Simulationen werden mit einem maßgeschneiderten Programm durchgeführt, das auf einer Finite-Differenzen-Zeitbereichsmethode basiert. Für die Simulation des SRR-Arrays wird die in Abb. 1 dargestellte Elementarzelle verwendet. Der differenzierte Gaußsche Impuls wird unter Verwendung einer ebenen Gesamtfeld-Streufeld-Wellenquelle erzeugt, und der Modellierungsbereich wird durch die einachsigen, perfekt angepassten Schichten abgeschnitten, um die Absorption von Wellen ohne Reflexion einzuführen28. Abschließend wird die auf dem verallgemeinerten Goertzel-Algorithmus basierende Methode zur Berechnung der Transmissionsspektren29 verwendet.

Die PTFE-Schicht, auf der SRRs abgeschieden werden, kann als dielektrischer Wellenleiter betrachtet werden. Aufgrund der Beugung elektromagnetischer Wellen an einer periodischen Anordnung von SRRs (siehe Abb. 1) können darin die Wellenleitermoden angeregt werden. Wenn sie an der Vorder- und Rückseite der Probe reflektiert werden, bewegen sie sich in der x0y-Ebene. Um sie zu bestimmen, muss man die in30,31 beschriebenen Techniken anwenden. Der gebeugte Strahl wird in einer dielektrischen Platte eingefangen, wenn er in einem Winkel größer als der Totalreflexionswinkel θc auf die Grenzfläche zwischen Dielektrikum und Luft fällt

Um die Moden zu finden, die sich durch eine dielektrische Platte ausbreiten, muss man eine algebraische Gleichung lösen, die die elektromagnetischen Wellenkomponenten auf beiden Seiten der Grenzfläche in Beziehung setzt30 oder die sogenannte „Selbstkonsistenzbedingung“ für den Strahl erfüllen, der sich durch das Dielektrikum ausbreitet und von dort reflektiert wird beide Schnittstellen31. In beiden Fällen muss die Lösung numerisch gefunden werden. Normalerweise hat der Nullmodus in einem dielektrischen Wellenleiter keine kritische Frequenz, während dies bei den höheren Moden der Fall ist. Daher können sie nur bei einer Frequenz oberhalb der kritischen Frequenz angeregt werden. Da in unserem Fall die Moden im dielektrischen Substrat durch die Beugung eines Strahls an einem auf der Oberfläche des Dielektrikums gebildeten periodischen Muster angeregt werden, kann der Winkel θd für die senkrecht zur Metaoberfläche einfallende Welle ausgedrückt werden als:

Dabei ist λ die Wellenlänge der auf die Metaoberflächen einfallenden Strahlen, l = 1, 2, … ist die Beugungsordnung und Lx bezeichnet die Periode des Resonatorarrays in x-Richtung (siehe Abb. 1). Soweit das äußere Feld in Ly-Richtung gerichtet ist, betrachten wir nur TE-Moden, die im dielektrischen Substrat angeregt werden. Darüber hinaus werden von der unendlich großen Zahl möglicher Moden, die im dielektrischen Wellenleiter angeregt werden könnten, nur diejenigen berücksichtigt, deren Einfallswinkel an der Grenzfläche dem Winkel des gebeugten Strahls entspricht.

In Abb. 2 präsentieren wir ein Beispiel für Moden, die in einem 1000 µm dicken Substrat angeregt werden können, auf dessen Oberfläche ein Gitter mit einer 1200 µm-Periode aufgebracht ist. Die durchgezogenen Linien zeigen den Einfallswinkel der angeregten Wellenleitermoden in einer von Luft umgebenen dielektrischen Platte an der Grenzfläche zwischen Dielektrikum und Luft. Der Einfallswinkel θ bei der niedrigsten Frequenz für jeden Modus ist gleich dem kritischen Winkel, der in der Abbildung durch die horizontale gepunktete Linie angezeigt wird. Die gestrichelten Linien zeigen die Winkel, in denen der Strahl durch Beugung an einer auf der Plattenoberfläche abgelagerten periodischen Struktur abgelenkt wird. Offensichtlich zeigt der Schnittpunkt der gestrichelten und der durchgezogenen Kurve die Moden, die in einer Platte mit periodischer Metaoberfläche angeregt werden können. In diesem speziellen Fall können die sechs Moden angeregt werden. Zwei davon (m = 0, 1) erscheinen aufgrund der Beugung erster Ordnung und vier aufgrund der Beugung zweiter Ordnung (m = 0–3). Ihre Frequenzen und Winkel θ sind in Abb. 2 dargestellt.

Abhängigkeiten des Winkels, in dem Licht auf die Grenzfläche zwischen Dielektrikum und Luft trifft, von der Frequenz für eine dielektrische Platte in der Luft. Die Dicke der Platte beträgt d = 1000 μm, ihre Dielektrizitätskonstante beträgt 2,0 und die Gitterperiode Lx = 1200 μm. Durchgezogene Linien zeigen zulässige Moden in der Platte, gestrichelte Linien zeigen Beugungswinkel und die gepunktete Linie gibt den Winkel der Totalreflexion an. Die Schnittpunkte der durchgezogenen und gestrichelten Linien zeigen Moden, die in der Platte mit einer auf ihrer Oberfläche abgelagerten Metaoberfläche angeregt werden können, deren Periodizität Lx ist.

Die berechneten Frequenzabhängigkeiten des Transmissionsgrads der auf unterschiedlichen Dicken eines Substrats gebildeten verspiegelten Arrays sind in Abb. 3 dargestellt. Der Übersichtlichkeit halber sind die Kurven in der Ordinatenachse gegeneinander verschoben. Wie aus der Abbildung ersichtlich ist, verschiebt sich die Fano-Resonanz, die zuvor15,16 in Arrays auf einem relativ dünnen Substrat beobachtet wurde, mit zunehmender Substratdicke zu niedrigeren Frequenzen. Die plasmonische Resonanz erster Ordnung verhält sich ähnlich. Mit zunehmender Dicke des Substrats können jedoch statt einer Fano-Resonanz zwei und bei Proben auf dem dicksten Substrat sogar drei deutliche Fano-Resonanzen unterschieden werden.

Berechnete Transmissionsspektren von Metamaterial, das aus einer gespiegelten Anordnung von Split-Ring-Resonatoren auf einer unterschiedlichen Dicke des Substrats (ε = 2) besteht. Die Dicke des Substrats ist in der Abbildung angegeben. Der Übersichtlichkeit halber sind die Spektren auf der Ordinatenachse verschoben. Der Buchstabe n markiert die plasmonische Modusnummer, verschiedene Farben entsprechen unterschiedlichen Wellenleitermodusnummern und der Buchstabe l steht für die Beugungsordnung.

Da wir Metaoberflächen untersucht haben, die auf dicken Substraten gebildet wurden, sollten diese auch Fabry-Perot-Resonanzen aufweisen. Aufgrund der geringen dielektrischen Permittivität des Substrats ist die Tiefe der durch diese Resonanzen verursachten Bandbreitenmodulation jedoch nicht groß. Dies wird durch die in Abb. 4 gezeigten Rechenergebnisse bestätigt. Zusätzlich zum berechneten Spektrum für eine Metaoberfläche, die auf einem 1,2 mm dicken Substrat gebildet wurde, ist die durch Fabry-Perot-Resonanz vermittelte Bandbreitenmodulation dargestellt. Sie liegt in der Größenordnung von 10 % und ihr Einfluss auf die Metaoberflächendurchlässigkeit ist in dem Frequenzbereich, in dem scharfe Fano-Resonanzen beobachtet werden, nicht signifikant.

Metaoberflächen-Transmissionsspektrum und Fabry-Perot-Spektrumsstreifen für das dickste betrachtete Substrat. Der Buchstabe n bezeichnet die Nummer des plasmonischen Modus, verschiedene Farben entsprechen unterschiedlichen Wellenleitermodi, Zahlen auf einem farbigen Hintergrund markieren den Wellenleitermodus und Buchstabe l steht für die Beugungsordnung.

Aus den berechneten Spektren, die in Abb. 3 dargestellt sind, haben wir die Frequenzabhängigkeit der Fano-Resonanz und der ersten plasmonischen Resonanz von der Substratdicke bestimmt. Die Symbole in Abb. 5 zeigen diese Ergebnisse. Wie Abb. 5 zeigt, nimmt die plasmonische Resonanzfrequenz mit zunehmender Dicke des dielektrischen Substrats ab, bis die Dicke etwa 100 μm erreicht. Eine weitere Zunahme der Dicke hat keinen Einfluss auf die plasmonische Frequenz. Man kann davon ausgehen, dass für d > 100 μm die effektive dielektrische Permittivität der Grenzfläche als Durchschnitt der dielektrischen Permittivitäten auf beiden Seiten der Grenzfläche ausgedrückt werden kann \({\varepsilon }^{*}=(\varepsilon +1) /2,\), wobei ε die Permittivität des dielektrischen Substrats ist und Eins der relativen Dielektrizitätskonstante des freien Raums entspricht. Betrachtet man die plasmonische Resonanz als Resonanz des LC-Schaltkreises, ist es klar, dass wir durch die Erhöhung von d die Kapazität des Ersatzschaltkreises ändern, während die Induktivität unverändert bleibt. Daher kann die Abhängigkeit der plasmonischen Resonanzfrequenz von ε* formal ausgedrückt werden durch \({f}_{pl}=1/\left(2\pi \sqrt{LC}\right)\sim \frac{1}{\ sqrt{{\varepsilon }^{*}}}\). Wenn man bedenkt, dass ε = 2, kann man davon ausgehen, dass die Resonanzfrequenz um den Faktor 1,225 sinken sollte, wenn d zunimmt. Überraschenderweise ist dies genau das gleiche wie das aus den Simulationsergebnissen erhaltene Verhältnis: fpl(d = 0)/ fpl(d > 100 μm) = 82/67 = 1,224.

Abhängigkeiten der Resonanzfrequenzen von der Dicke des Substrats. Punkte zeigen Ergebnisse, die aus dem berechneten Transmissionsspektrum extrahiert wurden. Quadrate entsprechen der ersten plasmonischen Resonanz und andere Punkte zeigen Fano-Resonanzfrequenzen. Durchgezogene Linien zeigen Frequenzen von Wellenleitermoden, die in einem dielektrischen Substrat angeregt werden.

Wie aus Abb. 5 hervorgeht, die anhand der spektralen Abhängigkeiten der Transmission (siehe Abb. 3) ermittelt wurde, zeigen die Fano-Resonanzfrequenzen eine viel stärkere Abhängigkeit von der Substratdicke als die erste plasmonische Resonanz. Folglich kann es kaum durch die Variation der effektiven dielektrischen Permittivität erklärt werden. Eine periodische Anordnung von auf dem Dielektrikum abgeschiedenen SRRs führt jedoch zur Beugung elektromagnetischer Strahlung, und gebeugte Strahlen, die in einem Winkel größer als dem Winkel der Totalreflexion auf das Substrat fallen, können nicht aus dem Substrat entweichen. Dadurch werden im Dielektrikum wellenleitende Moden angeregt, die mit der plasmonischen Resonanz (n = 3) interagieren, wodurch die oben erwähnten Fano-Resonanzen entstehen.

Unter Berücksichtigung nur der ersten Beugungsordnung, da diese im Frequenzbereich bis 300 GHz von Interesse ist, wo Fano-Resonanzen beobachtet wurden, haben wir die Abhängigkeit der angeregten Wellenleitermodenfrequenzen nullter, erster und zweiter Ordnung von der Dicke berechnet des Untergrundes. Die Ergebnisse der Berechnung sind in Abb. 5 durch durchgezogene Linien dargestellt. Es ist ersichtlich, dass die Fano-Resonanzfrequenzen ziemlich gut mit den Wellenleitermodenfrequenzen übereinstimmen, insbesondere wenn die Dicke des Substrats zunimmt. Diese Tatsache stützt nachdrücklich die Annahme, dass mehrere Fano-Resonanzen als Folge der Wechselwirkung einer breiten plasmonischen Mode mit einer schmalen Wellenleitermode auftreten. Es gibt eine gewisse Diskrepanz zwischen den berechneten Modenfrequenzen und den Daten aus den simulierten Spektren. Der Punkt ist, dass die Moden für eine dielektrische Platte berechnet werden, deren beide Seiten von Luft umgeben sind. In der tatsächlichen Situation ist eine Seite der Platte mit metallischen SRRs bedeckt, was dazu führt, dass in den Transmissionsspektren plasmonische Moden und Fano-Resonanzen auftreten. Dies führt offensichtlich zu einer Änderung der Phase der von der Metaoberfläche reflektierten Welle, die die Frequenz des angeregten Wellenleitermodus beeinflussen kann32. Es ist ersichtlich, dass der Unterschied zwischen den Ergebnissen der Modennäherung und den Ergebnissen der Spektralsimulationen mit zunehmender Substratdicke abnimmt. Dies geschieht, weil der Einfallswinkel zur Grenzfläche mit zunehmendem d zunimmt und daher die zusätzliche Phasenverschiebung aufgrund des Metallgitters einen immer geringeren Beitrag zur Gesamtphasenverschiebung leistet, die durch den durch die Probe wandernden Strahl als a akkumuliert wird dielektrischer Wellenleitermodus.

Wir haben das Transmissionsspektrum von auf dem PTFE-Substrat abgeschiedenen SRR-Arrays gemessen, um unsere theoretischen Überlegungen zu bestätigen. Die Dicke des Untergrundes beträgt 1 mm. Es kommt die unter Methoden beschriebene SSAIL-Technologie zum Einsatz. Die experimentellen Ergebnisse sind zusammen mit dem berechneten Spektrum in Abb. 6 dargestellt. Es ist ersichtlich, dass drei Resonanzen vom Fano-Typ theoretisch vorhergesagt werden. Die Buchstaben a, b und c kennzeichnen diese Resonanzen. Ihre berechneten Q-Faktoren unterscheiden sich erheblich. Eine sehr scharfe (a) Resonanz hat einen Q-Faktor von mehr als 200, während (b) und (c) etwa 80 bzw. 30 betragen. Wie aus der Abbildung hervorgeht, wird die schärfste Fano-Resonanz (a) experimentell nicht unterschieden. Die Frequenz der gemessenen Fano-Resonanzen (b) und (c) stimmt perfekt mit den simulierten Daten überein. Allerdings sind die Amplituden der Resonanzen geringer als vorhergesagt, wie es normalerweise im THz-Frequenzbereich der Fall ist15. Wir haben festgestellt, dass die Amplituden der gemessenen Fano-Peaks aufgrund ihrer hohen Empfindlichkeit gegenüber Parametern der Fertigungstechnologie statistisch innerhalb von 10 % streuen.

Gemessene und berechnete Abhängigkeiten der Transmission von verspiegeltem SRR auf einem 1 mm dicken PTFE-Substrat. Der Buchstabe n bezeichnet die Nummer des plasmonischen Modus, verschiedene Farben kennzeichnen unterschiedliche Wellenleitermodi, Zahlen auf farbigem Hintergrund entsprechen dem Wellenleitermodus und Buchstabe l steht für die Beugungsordnung. Die Buchstaben a, b und c bezeichnen Fano-Resonanzen.

Scharfe Resonanzen, die mit den Buchstaben d, e und f gekennzeichnet sind, wurden theoretisch mit Q-Faktoren im Bereich von etwa 300 (d) und (e) bis zu 600 (f) vorhergesagt. Ihre charakteristischen Frequenzen entsprechen ungefähr den Moden m = 0, 1 und 3, die im Substrat aufgrund der Beugung zweiter Ordnung an einem Gitter mit einer 1200-µm-Periode angeregt werden, das auf der Oberfläche eines 1 mm dicken Substrats aufgebracht ist (siehe Abb. 2). Die Resonanzen (d), (e) und (f) erscheinen im Transmissionsspektrum als Transmissionsminima bei Frequenzen, bei denen Wellenleitermoden angeregt werden. Aufgrund der unzureichenden Genauigkeit der Probenverarbeitung können sie jedoch experimentell nicht gelöst werden.

Angesichts der erzielten Ergebnisse haben wir zum ersten Mal mehrere Fano-Resonanzen beobachtet, die in Metaoberflächen mit spiegelorientierten Resonatoren auftraten, die auf ausreichend dicken Substraten aufgrund der Wechselwirkung der Wellenleitermoden mit der plasmonischen Mode gebildet wurden. Die Analyse der Oberflächenströme bei Resonanz (nicht gezeigt) zeigt, dass die physikalischen Gründe für Fanos Resonanzauftritt in der vorliegenden Arbeit praktisch dieselben sind wie in unserer vorherigen Arbeit, in der wir mehr Einzelheiten über das Dipolmoment der im SRR beim Transmissionsmaximum fließenden Ströme erfahren und Minimum gefunden werden15.

Als Ergebnis der Wechselwirkung der plasmonischen (n = 3) Mode mit dielektrischen Wellenleitermoden wurden die multiplen Fano-Resonanzen theoretisch in einer gespiegelten Anordnung von Split-Ring-Resonatoren vorhergesagt, die auf einem dicken PTFE-Substrat abgeschieden sind. Die SSAIL-Methode wurde für die Bildung hochwertiger SRRs aus Kupfer auf einem PTFE-Substrat angepasst. Theoretische Vorhersagen wurden experimentell auf der mit der SSAIL-Technologie hergestellten Metaoberfläche bestätigt. Im Vergleich zu13,14, wo auch mehrere Resonanzen beobachtet wurden, ist die vorgeschlagene Elementarzelle der Metaoberfläche in der vorliegenden Arbeit viel einfacher. Darüber hinaus könnten Anzahl, Frequenz und Amplitude der Fano-Resonanzen durch Änderung der Dicke des Substrats angepasst werden.

Als Substratmaterial für SRRs wurde in dieser Arbeit Polytetrafluorethylen (PTFE) verwendet.

SSAIL umfasst drei Hauptschritte: Oberflächenmodifikation durch Laserstrahl, chemische Aktivierung der modifizierten Bereiche durch Eintauchen in eine spezielle Lösung und chemische stromlose Metallabscheidung auf den aktivierten Teilen. Ein allgemeines Diagramm der Oberflächenaktivierung, ihrer Metallisierung und der SRR-Herstellung ist in Abb. 7 dargestellt.

Ein allgemeines Diagramm der Kupferabscheidung auf PTFE mithilfe der SSAIL-Technologie und der SRR-Herstellung mithilfe der Standard-Fotomaskierungsmethode. Schritt 1 – Oberflächenbehandlung mit dem Laser von Bereichen, die metallisiert werden sollen, Schritt 2 – Ätzen von laserbehandelten Bereichen, Schritt 3 – chemische Aktivierung von laserbehandelten Bereichen mit Silberkatalysator, Schritt 4 – stromlose Verkupferung in einem alkalischen Bad, Schritt 5 – Aufschleudern des Fotolacks, Schritt 6 – Maskenphotolithographie und Entwicklungsprozess, Schritt 7 – Ätzen der RCA-Säurelösung mit Metaoberflächenstruktur und anschließendes Spülen.

Der Lasermodifikationsschritt zur selektiven Abscheidung von Kupfer wird mit dem Nd:YVO4-Pikosekundenlaser Atlantic (Ekspla) durchgeführt. Die Pulsdauer beträgt 10 ps, die Wiederholungsrate beträgt 400 kHz–1 MHz und die maximale Durchschnittsleistung beträgt bis zu 60 W. Zur Einstellung eines niedrigeren Frequenzbereichs wird ein Pulspicker eingesetzt. Die Translation des Laserstrahls erfolgt mit einem galvanometrischen Scanner (Scanlab AG). Das F-Theta-Objektiv mit 160 mm Brennweite wird verwendet, um den Laserstrahl auf die Oberfläche des Substrats zu fokussieren. Der Laserstrahl wurde durch Schraffur – überlappende parallele Linien – über den zu metallisierenden Bereich geführt. Die Punktgröße des fokussierten Laserstrahls hatte einen Durchmesser von 25 µm (Gaußsche Intensitätsstufe 1/e2).

Die speziell angepassten Schritte des SAIL-Prozesses für das PTFE-Polymer sind die folgenden. Nach dem Laserschreiben wird die Probe 20–30 s lang in eine Fluorpolymer-Ätzmischung (ARTILABO International BVBA, Belgien) mit Toluol getaucht. Anschließend wird eine stark verdünnte Silbernitridlösung (Sigma-Aldrich) zur chemischen Aktivierung der Proben verwendet. Darüber hinaus wird die stromlose Kupferabscheidung 60 Minuten lang bei 30 °C durchgeführt. Das Verkupferungsbad enthält Kupfersulfat-Pentahydrat (0,12 M), Formaldehyd (0,3 M), Natriumhydroxid (1,2 M), Natriumcarbonat (0,3 M) und Natrium-Kalium-Tartrat (0,35) (alle Sigma-Aldrich). Der pH-Wert der Lösung beträgt 12,7. Nach Abschluss des Metallisierungsprozesses bildet sich auf der Probenoberfläche eine etwa 10 µm dicke Kupferschicht. Resonatoren auf der Oberfläche von PTFE werden mithilfe herkömmlicher Photolithographie- und Nassätztechniken hergestellt, einschließlich der folgenden Schritte: Zunächst wurden Kupferoxide durch austretende Proben in 4-prozentiger Essigsäurelösung entfernt und anschließend mit einer Stickstoffpistole getrocknet. Weitere Proben wurden 10 Minuten lang auf eine Heizplatte bei 120 °C gelegt, um den Wasserdampf zu entfernen. Anschließend wurden die Proben 30 Sekunden lang bei 1500 U/min mit AZ1518-Fotolack schleuderbeschichtet, wodurch eine 3-µm-Schicht entstand, und dann 4 Minuten lang auf einer Heizplatte bei 60 °C bei niedriger Temperatur erhitzt Um ein Falten/Biegen des Substrats zu vermeiden (für die Maskenausrichtung wurde SÜSS MA/BA6 Gen 4 verwendet), wird im nächsten Schritt die Leistung der UV-Quelle auf eine konstante Dosis von 100 mJ⁄(cm2) eingestellt, Belichtungskonfiguration 100006249 HR-A-IFP (Nr Filter 37 %). Die Maske wird im Vakuumkontaktverfahren gegen die Probe gedrückt. Während des Maskenausrichtungsschritts wird die SRR-Maske so ausgerichtet, dass die SRR-Symmetrieachse (Abb. 1) mit den Laserschraffurmarkierungen übereinstimmt. Anschließend werden die Proben 1 Minute lang in Entwickler (Volumenverhältnis 1:4 351B:H20) gewaschen; Das Ätzen erfolgt mit einer modifizierten RCA-Lösung im Verhältnis 30:5:1 H2O:HCl:H2O2 pro Volumen etwa 2 Minuten lang. Anschließend wird der Fotolack durch Waschen der Proben in Aceton entfernt. Die abschließende Reinigung erfolgt durch Waschen der Proben in entionisiertem Wasser und Trocknen mit einer Stickstoffpistole. Einzelheiten zu den Prozessen sind in Abb. 7 dargestellt. Die Resonatoren werden auf 1 mm dicken PTFE-Platten hergestellt. Die laterale Größe der untersuchten Proben beträgt 2 × 2 cm2. Die Abmessungen des SRR betragen A = 500 μm, W = G = 50 μm.

Die durch die Struktur übertragene Leistung wird mit einem kommerziellen Frequenzbereichs-Terahertz-Spektrometer (Toptica Terascan 780) gemessen. Die elektromagnetische Welle fällt senkrecht zur Probenebene ein. Der elektrische Feldvektor ist in y-Richtung gerichtet. Fernfeld-Transmissionsspektren werden durch Normalisierung der gemessenen Sendeleistung auf die Referenzleistung erhalten, die in Abwesenheit der untersuchten Probe gemessen wurde. Der Frequenzschritt wird bei 0,2 GHz gehalten. Im THz-Bereich sind Verluste vernachlässigbar, da die Metalle nahezu perfekte Leiter sind33 und das PTFE-Substrat nicht absorbiert.

Die während der aktuellen Studie analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Dieses Projekt erhielt Mittel aus dem Europäischen Fonds für regionale Entwicklung (Projekt Nr. 01.2.2-LMT-K-718-03-0038) im Rahmen einer Zuschussvereinbarung mit dem Forschungsrat Litauens (LMTLT).

Zentrum für Physikalische Wissenschaften und Technologie, Savanoriu Ave. 231, 02300, Vilnius, Litauen

Andrius Kamarauskas, Dalius Seliuta, Gediminas Šlekas, Modestas Sadauskas, Evaldas Kvietkauskas, Romualdas Trusovas, Karolis Ratautas und Žilvins Kancleris

Technische Gediminas-Universität Vilnius, Sauletekio Ave. 11, 10223, Vilnius, Litauen

Teil von Seliuta

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AK, DS, RT, KR und Ž.K. hat den Haupttext geschrieben. G.Š. und Ž.K. lieferte theoretische Anleitung und führte theoretische Berechnungen und Modellierungen durch. AK und DS führten experimentelle Messungen durch. AK stellte SRR-Arrays her. MS führte eine laserinduzierte Modifikation von PTFE durch. EK führte eine stromlose Verkupferung von lasermodifiziertem PTFE durch. Alle Autoren diskutierten die Ergebnisse und überprüften das Manuskript.

Korrespondenz mit Romualdas Trusovas.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Kamarauskas, A., Seliuta, D., Šlekas, G. et al. Experimentelle Demonstration mehrerer Fano-Resonanzen in einer gespiegelten Anordnung von Split-Ring-Resonatoren auf einem dicken Substrat. Sci Rep 12, 15846 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-20434-x

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Eingegangen: 04. August 2022

Angenommen: 13. September 2022

Veröffentlicht: 23. September 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-20434-x

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Experimentelle Demonstration mehrerer Fano-Resonanzen in einer gespiegelten Split-Anordnung