Breedband Perfect Absorber met Monolayer MoS2 en Hexagonal Titanium Nitride Nano-disk Array

Abstract

Een breedband metamateriaalabsorbeerder (MA) bestaande uit hexagonaal gerangschikte titaniumnitride (TiN) nanoschijf-array en monolaag molybdeendisulfide (MoS₂ ) wordt bestudeerd met behulp van FDTD-simulaties (finite-difference time-domain). De structuur van TiN nano-disk array/diëlektrisch silica (SiO₂ )/aluminium (Al) is opgenomen in ons ontwerp. Door de dimensieparameters van de constructie te optimaliseren, wordt een gemiddelde absorptie van 96,1% bereikt van 400 tot 850 nm. Bovendien, door een monolaag MoS₂ . in te voegen die een hoge absorptie heeft aan de korte golflengtezijde onder de TiN-nanoschijfarray, werd een gemiddelde absorptie van 98,1% over het gehele zichtbare regime van 400 tot 850 nm bereikt, met een piekabsorptie van bijna 100% en absorptie van meer dan 99% vanaf 475 tot 772 nm. Bovendien is de absorber die in dit artikel wordt gepresenteerd, polarisatie-ongevoelig. Dit compacte en unieke ontwerp met TiN nano-schijf/monolaag MoS₂ / SiO₂ /Al-structuur kan een groot potentieel hebben voor toepassingen in fotovoltaïsche energie en lichtopvang.

Achtergrond

Metamaterialen zijn in staat om de amplitude-, fase- en polarisatiereacties van het invallende licht op een ongekende manier aan te passen. In het bijzonder is absorptieverbetering met metamaterialen een van de meest interessante onderwerpen die verband houden met kunstmatig gemanipuleerde metamaterialen [1,2,3,4,5]. Verschillende metamateriaalstructuren werden gedemonstreerd als krachtige lichtabsorbers, zoals dichte nanostaafjes en nanobuisjes [6, 7], meerlagige planaire fotonische structuren [8,9,10] en fotonische kristallen [11]. In het afgelopen decennium zijn Au [12] en Ag intensief onderzocht [13,14,15,16] voor het ontwerpen van absorbers. In een vroeger stadium waren de meeste onderzoeksactiviteiten gericht op de absorptie van het elektromagnetische veld binnen een smalle golfband met structuren van metalen nanodeeltjes, periodieke roosters en dunne metaal/diëlektrische/metaallagen [17,18,19,20]. Breedbandabsorptie door het gehele zichtbare regime is echter belangrijk voor fotovoltaïsche en thermo-fotovoltaïsche cellen. Gedreven door reële behoeften aan realistische toepassingen, werd de afgelopen jaren melding gemaakt van onderzoek naar breedbandabsorptie. De absorber met een nanogestructureerde topzilverfilm samengesteld uit gekruiste trapeziumvormige arrays biedt breedband en polarisatie-onafhankelijke resonante lichtabsorptie met een gemiddelde gemeten absorptie van 0,71 tegen een gesimuleerde absorptie van 0,85 over het gehele zichtbare regime (400-700 nm) [16]. De breedbandabsorptie werd verder verbeterd met een absorber op basis van meerdere metaal/diëlektrische/metaallagen met een gemiddelde gesimuleerde absorptie van 93% over het gehele zichtbare gebied [14]. Om een betere breedbandabsorptie te krijgen, werden op halfgeleiders gebaseerde oxiden en overgangsmetaalnitriden [21, 22] voorgesteld als alternatieve plasmonische materialen. In het bijzonder kunnen overgangsmetaalnitriden zoals TiN of ZrN dienen als vervanging voor conventionele edelmetalen in de zichtbare golfband [21]. Een breedband metamateriaalabsorbeerder op basis van TiN met vierkante ringarray vertoont een gemiddelde absorptie van 95% over het gehele zichtbare regime (400-800 nm) [23]. En absorptie van meer dan 98% van 560 tot 675 nm werd verkregen in een breedband metamateriaalabsorbeerder met transparante geleidende films van TiN en indiumtinoxide, terwijl de gemiddelde absorptie minder dan 85% was voor de korte golven van 400 nm tot 500 nm [24]. Onlangs, monolaag MoS₂ vertoont een groot potentieel voor het genereren van verschillende opto-elektronische apparaten [25,26,27,28,29,30,31,32,33,34] en voor fotokatalytische toepassingen vanwege de hoge absorptie aan de korte golflengtezijde [35, 36]. De breedbandabsorbeerder met metalen Ag-meta-oppervlak en een monolaag MoS₂ werd nog bestudeerd met een gemiddelde absorptie van minder dan 90% [37]. In dit werk een compactere absorber met een monolaag MoS₂ en hexagonaal gerangschikte TiN-nanoschijfarray wordt voorgesteld, met een gemiddelde absorptie van wel 98,1% over het gehele zichtbare gebied dat zich uitstrekt tot bijna-IR (van 400 tot 850 nm). Deze structuur zou veelbelovend moeten zijn voor fotovoltaïsche toepassingen.

Methoden

De initiële structuur van onze absorber en het bovenaanzicht van een eenheidscel zijn schematisch weergegeven in Fig. 1. Een laag diëlektrisch SiO₂ is ingeklemd tussen een TiN nano-disk-array en een aluminium (Al) substraat. De TiN-nanoschijven van enkele grootte zijn hexagonaal gerangschikt op de SiO₂ film met dezelfde toonhoogte. Een monolaag MoS₂ met een dikte van 0,625 nm wordt onder de nano-disk-array ingevoegd. De structuurparameters worden als volgt aangegeven:p _x en p _j = $ \sqrt{3}px $ zijn de periodieke lengtes van de rechthoekige eenheidscel langs de x - en y -richtingen, respectievelijk; d is de diameter van de TiN-nanoschijf; t ₁ en t ₂ zijn de diktes van de bovenste TiN-nanoschijf en de SiO₂ film, resp. Als substraat is gekozen voor een aluminiumfilm met een dikte van 500 nm, veel dikker dan de lichtpenetratiediepte in het spectrale bereik dat we hebben bestudeerd.

een Schema van de voorgestelde TiN nano-schijven/monolaag MoS₂ /SiO₂ /Al structuur. b Bovenaanzicht van een rechthoekige eenheidscel

De finite-difference time-domain (FDTD) methode werd gebruikt in de simulatie met het softwarepakket van Lumerical FDTD Solutions. Er wordt aangenomen dat het licht normaal invalt op de absorber in de richting van de −z -richting. In deze simulatie is de z -richting heeft twee perfect op elkaar afgestemde lagen en de periodieke randvoorwaarden zijn ingesteld in de x - en y -routebeschrijving. De absorptie kan worden berekend uit de overeenkomstige transmissie (R) en transmissie (T) met A = 1−R −T . Het is gemakkelijk om te zien dat de transmissie in ons geval altijd nul is, omdat het Al-substraat veel dikker is dan de lichtpenetratiediepte in het spectrale bereik en dient als een spiegel bij het vormen van een resonantieholte met de nanoschijfarray om de absorptie te verbeteren. In de simulaties werden niet-uniforme maaswijdten gebruikt met betrekking tot verschillende laagafmetingen en de specifieke instellingen waren als volgt:een maaswijdte van 2,0 nm × 2,0 nm × 0,1 nm werd gebruikt in de monolaag MoS₂; een maaswijdte van 2,0 nm × 2,0 nm × 2,0 nm werd ingesteld in andere simulatieregio's.

De brekingsindexcurve van SiO₂ afstandslaag werd overgenomen van de materiële basis van de software Lumerical FDTD Solutions. De gerelateerde materiële parameters van TiN werden ontleend aan Ref. [38], en de dispersiecurve van de monolaag MoS₂ werd verkregen van ref. [39]. De aangepaste dispersiecurven van TiN en monolaag MoS₂ worden getoond in Fig. 2. In het zichtbare regime wordt voorgesteld dat de TiN het edelmetaal zoals Au of Ag vervangt bij het realiseren van de excitatie van LSPR [21], aangezien de TiN een veel hogere extinctiecoëfficiënt vertoont in vergelijking met de edele metalen. Een relatief lage extinctiecoëfficiënt aan de kortegolfrand duidt echter op onbevredigende absorptieprestaties. Gelukkig een monolaag MoS₂ bezit vrij hoge extinctiecoëfficiënten, vooral aan de kortegolfzijde; het kan worden geïntroduceerd in de TiN nano-disk/SiO₂ /Al-structuur om de breedbandabsorptie over het gehele zichtbare regime te verbeteren. Bovendien is de monolaag MoS₂ is van direct-gap halfgeleider waarin de elektronen gemakkelijk kunnen worden geëxciteerd. En met behoorlijke thermo-elektrische eigenschappen [40] zou het goed gebruik maken van de energie die wordt geabsorbeerd door de voorgestelde structuur en profiteren van de zonne-energietoepassingen.

een Dispersie van TiN-laag:n is de brekingsindex en k extinctie coëfficiënt. b Dispersie van monolaag MoS₂

Resultaten en discussie

De absorptieprestaties van de TiN nano-disk/SiO₂ De /Al-structuur wordt eerst bestudeerd. Om de prestatie van de structuur te optimaliseren, de afhankelijkheid van de absorptiespectra van de diameter en de dikte van TiN nano-schijven, en de dikte van SiO₂ afstandslaag respectievelijk zijn bestudeerd met x -gepolariseerd invallend licht met de geoptimaliseerde periode p _x op 200 nm.

Omdat de elektrische en magnetische velden in de eenheidscellen sterk worden beïnvloed door de afmetingen van de absorber [28, 41], werden de absorptiespectra met de verschillende diameters van TiN-nanoschijven bestudeerd. Figuur 3a toont de absorptiespectra versus diameters van de bovenste TiN-nanoschijven voor p _x = 200 nm, en t ₁ = t ₂ =50 nm. De resonantieabsorptie neemt toe wanneer de diameter van de TiN-nanoschijven toeneemt van 40 naar 120 nm, daarna neemt de absorptie af naarmate de diameter geleidelijk nadert tot 200 nm. De voorgestelde structuur heeft de beste absorptieprestaties ten opzichte van het zichtbare regime wanneer de diameter ongeveer 120 nm is.

een Absorptiespectra versus diameter van de bovenste TiN-nanoschijf met de parameters vastgelegd op p _x = 200 nm, en t ₁ = t ₂ =50 nm. b Absorptiespectra versus dikte van de bovenste TiN-nanoschijven met p _x = 200 nm, d = 120 nm, en t ₂ =50 nm. c Absorptiespectra versus dikte van de SiO₂ laag met p _x = 200 nm, d = 120 nm, en t ₁ =50 nm. d Spectra versus polarisatiehoek van het invallende licht met parameters ingesteld als p _x = 200 nm, d = 120 nm, en t ₁ = t ₂ =50 nm. De kleurenbalk geeft de absorptiewaarde aan

Om dezelfde reden werd ook de absorptie-afhankelijkheid van de dikte van TiN-nanoschijven onderzocht. Figuur 3b toont de absorptiespectra versus de dikte van de bovenste TiN-nanoschijven wanneer andere parameters waren vastgesteld op p _x = 200 nm, d = 120 nm, en t ₂ =50 nm. Het is duidelijk dat de golflengte van de resonantie-absorptiepiek een roodverschuiving heeft terwijl de t ₁ neemt toe en de resonantieabsorptiebandbreedte wordt groter vanaf t ₁ =30 tot 50 nm. Als gevolg hiervan, voor t ₁ =50 nm, de beste absorptieprestaties worden bereikt met golflengten van 453 tot 797 nm, wat ongeveer 350 nm breed is, met een absorptie van meer dan 95%.

Bovendien is de dikte van de SiO₂ afstandslaag is ook een cruciale parameter voor het bepalen van magnetische resonantie van de structuur. Van de absorptiespectra versus de dikte van SiO₂ afstandslaag in Fig. 3c, is te zien dat de centrale golflengte van de resonantie-absorptiepiek roodverschoven is met toenemende dikte van SiO₂ , en de geoptimaliseerde dikte is t ₂ = 50 nm terwijl de overige parameters waren ingesteld op p _x = 200 nm, d = 120 nm, t ₁ =50 nm. Men kan zien dat de TiN nano-disk/SiO₂ /Al-structuur biedt een behoorlijk bevredigende breedbandabsorptie met een gemiddelde absorptie van 96,1% van 400 tot 850 nm.

Om het mechanisme achter de absorptiepiek rond 680 nm in figuur 4a te begrijpen, werd de benadering van gekoppelde dipoolbenadering gebruikt door een nanoschijf als een polariseerbare dipool te behandelen. Aangezien de grootte van een TiN-nanoschijf veel kleiner is dan de golflengte van zichtbaar licht, is de quasi-statische benadering geldig in de behandeling van de zaak. In de quasi-statische benadering zou elke met invallend licht verlichte nanoschijf kunnen worden behandeld als een dipool met polariseerbaarheid [42],

$$ \alpha \propto V\frac{\varepsilon_1-{\varepsilon}_2}{\varepsilon_2+L\left({\varepsilon}_1-{\varepsilon}_2\right)} $$ (1)

een Absorptiespectra zonder monolaag MoS₂ voor p _x = 200 nm, d = 120 nm, en t ₁ = t ₂ =50 nm. b Genormaliseerde optische extinctie-dwarsdoorsnede van TiN-nanoschijf verlicht met vlakke golf bij normale inval

Hier, V geeft het volume van de TiN-schijf aan, ε ₁ = ε _1r + ε _1i is de frequentieafhankelijke diëlektrische permittiviteit van TiN nano-schijf, en ε ₂ is de diëlektrische constante van inbeddingsmedium SiO₂ . Wanneer het aangelegde elektrische veld van het invallende licht evenwijdig aan de schijf wordt gepolariseerd (d.w.z. xy vlak), kan de vormfactor worden geschreven als [42]

$$ L=\frac{g}{2{e}^2}\left(\frac{\pi }{2}-ta{\mathrm{n}}^{-1}g\right)-\frac {g^2}{2} $$ (2) $$ g=\sqrt{\frac{1-{e}^2}{e^2}} $$ (3) $$ {e}^2=1-\frac{4{t}_1^2}{d^2} $$ (4)

Hier, d is de diameter van de TiN nano-schijf en t ₁ is de dikte van de TiN-nanoschijf. Dus de optische extinctie-dwarsdoorsnede σ _ext kan worden verkregen uit de polariseerbaarheid [12, 43]

$$ {\sigma}_{ext}\propto k\operatorname{Im}\left(\alpha \right) $$ (5)

Zoals eerder vermeld, is de quasi-statische benadering van toepassing bij het berekenen van de optische extinctie-dwarsdoorsnede van een enkele TiN-nanoschijf. De genormaliseerde optische extinctie-dwarsdoorsnede van de nanoschijf wordt getoond in figuur 4b, die een vergelijkbare trend heeft als het spectrum in figuur 4a met p _x = 200 nm, d = 120 nm, t ₁ = 50 nm, en t ₂ =50 nm. De corresponderende golflengte voor de maximale optische extinctiedoorsnede is ongeveer 715 nm, dicht bij de piekgolflengte rond 680 nm van het absorptiespectrum uit het simulatieresultaat. Het numerieke resultaat is inderdaad niet volledig consistent met het absorptiespectrum, omdat we alleen rekening hebben gehouden met de afmetingen van de TiN-nanoschijf om de LSPR-absorptiepiek te simuleren, maar de overspraak tussen de nanoschijven en de magnetische resonantie in de opening negeerden die een significante invloed zouden moeten hebben op het verbreden van de perfecte absorptieband en bijdragen aan de verbetering van de absorptieprestaties in onze structuur. Dit wordt in de volgende paragrafen uitgelegd.

Om de absorptie aan de korte golflengterand te verhogen, een monolaag MoS₂ wordt geïntroduceerd in de TiN nano-schijf/SiO₂ /Al-structuur zoals weergegeven in figuur 1a, door deze respectievelijk op en onder de nanoschijfarray te plaatsen. De parameters zijn ingesteld als p _x = 200 nm, d = 120 nm, t ₁ = 50 nm, en t ₂ =50 nm op basis van eerder verkregen geoptimaliseerde resultaten. Het elektrische veld rond de nanoschijven wordt versterkt door de excitatie van LSPR zoals getoond in Fig. 6. Bijgevolg versterkt het verbeterde elektrische veld de absorptie in ultradunne monolaag MoS₂ , wat resulteert in betere absorptieprestaties voor beide gevallen, zoals weergegeven in Fig. 5a, b. Zonder MoS₂ in de TiN nano-schijf/SiO₂ /Al-structuur, wordt de beste absorptieprestatie verkregen met een piekabsorptie van bijna 100% en een gemiddelde absorptie van 96,1% van 400 tot 850 nm. Met de monolaag MoS₂ ingevoegd onder de TiN nano-disk-array, wordt ook een piekabsorptie van bijna 100% waargenomen. Vergeleken met het geval zonder monolaag MoS₂ , wordt de absorptieband van meer dan 95% verbreed met ongeveer 80 nm, variërend van 424 tot 842 nm, en de absorptie van de lichtgolflengte bij 400 nm wordt verhoogd van 81 tot 89%. Als gevolg hiervan wordt de gemiddelde absorptie van 400 tot 850 nm verbeterd van 96,1 tot 98,1% met een ongeveer 300 nm breed golflengtebereik voor de bijna 100% absorptie van 475 tot 772 nm. Met MoS₂ laag op de nano-disk-array, worden de totale prestaties ook verbeterd met een gemiddelde absorptie van 96,8% van 400 tot 850 nm. Uit de bovenstaande discussie blijkt dat het invoegen van monolaag MoS₂ onder de nanoschijfarray presteert beter bij het verbeteren van de absorptieprestaties van de voorgestelde structuur. Ter verduidelijking van de bijdrage van de monolaag MoS₂ tot de totale structuur, de absorpties van monolaag MoS₂ en TiN nano-schijven werden berekend en getoond in Fig. 5c. Na de introductie van een monolaag MoS₂ , neemt de absorptie van de nano-schijven aan de korte golflengterand iets af. Vanwege de hoge absorptie in monolaag MoS₂ , wordt de totale absorptie nog steeds verhoogd aan de korte golflengterand van de spectra. Aan de rand van de lange golflengte wordt de absorptie door de nano-schijven hoger met de introductie van monolaag MoS₂ . Als geheel wordt de absorptiebandbreedte vergroot met de monolaag MoS₂ onder de TiN nano-schijven.

De absorptiespectra a en de vergrote absorptiespectra b van de gevallen dat de monolaag MoS₂ wordt respectievelijk geïntroduceerd onder TiN-nanoschijven-array, op de TiN-nanoschijven en niet geïntroduceerd. c De absorptie van de TiN nano-schijven en monolaag MoS₂

Verder is ook de invloed van de polarisatiehoek van invallend licht bestudeerd. Figuur 3d laat zien dat de absorptiespectra nauwelijks worden beïnvloed door de polarisatiehoek van het invallende licht, zoals gerapporteerd in een ander metamateriaalontwerp [44,45,46]. De rotatiesymmetrie van een cirkelvormige nanoschijf zorgt voor geen verschil met variërende polarisatiehoek bij normale inval. Bovendien heeft de hexagonale reeks een drievoudige rotatiesymmetrie die de absorptie ongevoelig maakt voor de polarisatiehoek bij normale inval [44,45,46,47]. Hierdoor is de totale absorptie in de structuur polarisatie-ongevoelig.

Om te zien hoe licht wordt geabsorbeerd in de MA-structuur, worden de veldverdelingen en Poynting-vectoren bestudeerd die de energiestromen voor verschillende resonantiegolflengten vertegenwoordigen. In Fig. 6a-c zijn de elektrische veldverdelingen uitgezet op een dwarsdoorsnede door de xz vliegtuig om y =0, wat aangeeft dat de LSPR optreedt om het elektromagnetische veld rond de nanoschijf te versterken en het elektromagnetische veld tussen nanoschijven beperkt in alle drie de gevallen die overeenkomen met respectievelijk de golflengten 402, 502 en 680 nm. De parameters zijn ingesteld als p _x = 200 nm, d = 120 nm, t ₁ = 50 nm, en t ₂ =50 nm. Als we de drie gevallen vergelijken, is de LSPR bij 402 nm relatief zwak en is het elektrische reflectieveld sterk, wat wijst op een zwakke absorptie van 82%. Voor de golflengten van 502 en 680 nm zijn de LSPR's duidelijk sterker (getoond in Fig. 6b, c), wat resulteert in betere absorpties van respectievelijk 99,4 en 99,6%. Voor een beter begrip zijn de Poynting-vectoren ook uitgezet met elektrische veldverdelingen. De grotere omvang van de Poynting-vector is te zien in de buurt van de nanoschijf, vooral voor de gevallen met golflengten van 502 en 680 nm. Uit het patroon van de Poynting-vector kan de conclusie worden getrokken dat er sterke resonantie rond de nanoschijf optreedt en dat de energie in de nanoschijf stroomt, d.w.z. de invallende lichtenergie wordt voornamelijk geabsorbeerd door TiN nanoschijven. Bovendien verbetert het verbeterde veld rond de TiN-nanoschijven als gevolg van de LSPR de absorptie in monolaag MoS₂ die de absorptieband van TiN nano-disk/SiO₂ . verbreedt /Al-structuur voor beide gevallen van monolaag MoS₂ geplaatst op en onder de nano-disk-array.

De verdelingen van het elektrische veld | E | en de Poynting-vectoren in de xz vliegtuig om y = 0 van een eenheidscel verlicht met licht op golflengten λ = 402 nm (a ), 502 nm (b ), en 680 nm (c ), evenals de distributie van het magnetische veld

Om dieper te graven, tonen figuur 7a-c veldintensiteitsverdelingen op het bovenoppervlak van nanoschijven (interface 1), de interface tussen de TiN nano-schijven en SiO₂ laag (interface 2) en de interface tussen de SiO₂ laag en bodem Al-substraat (interface 3) van een eenheidscel langs de xy vlak bij de resonantiegolflengte 680 nm, respectievelijk. Alle intensiteitsverdelingen zijn symmetrisch en de maximale resonantie-intensiteit bevindt zich aan de randen van de TiN-nanoschijven, wat aangeeft dat oscillerende ladingen zich daar ophopen (Fig. 7a-c). Met betrekking tot interface 3 is de resonantie-intensiteit verzwakt in vergelijking met die van interface 2 vanwege het verstrooiende elektromagnetische veld door de nanoschijven die door de SiO₂ gaan. afstandslaag langs verschillende richtingen. Zoals figuur 6d laat zien, wordt de magnetische resonantie geëxciteerd in de opening, wat resulteert in een kunstmatig magnetisch moment dat sterk in wisselwerking staat met het magnetische veld van het invallende licht [48]. Daarom kan het elektromagnetische veld in de opening worden verbeterd en wordt de energie efficiënt beperkt tot de opening tussen TiN-nanoschijven en het Al-substraat. Wanneer de LSPR en magnetische resonantie op elkaar zijn afgestemd, komt de totale absorptie op één uit [19]. Met toenemende nanoschijfdiameter worden de overspraak sterker, wat leidt tot veranderende impedantie-aanpassingscondities. Als resultaat splitst één absorptiepiek zich op in twee absorptiepieken bij de golflengten 502 nm en 680 nm, waarbij de LSPR en magnetische resonantie zijn afgestemd op de absorptie van één eenheid. Bovendien maakt het bestaan van magnetische resonantie de monolaag MoS₂ geplaatst onder nano-disk-array presteren beter dan op de nano-disk-array. Bovenal wordt de breedband perfecte absorptie verkregen dankzij excitatie van de sterke LSPR van nano-schijven en magnetische resonantie in de opening, samen met de overspraak tussen de aangrenzende nano-schijven. Met de ontwikkelde nanofabricagetechnologie kan ons ontwerp worden gerealiseerd door het proces van dunnefilmafzetting en etsen.

De elektrische veldverdeling in de xy vlak voor resonantiegolflengte van 668 nm op a interface 1:het bovenste TiN-schijfoppervlak, b interface 2:de interface tussen de TiN-schijf en SiO₂ laag, en c interface 3:de interface tussen SiO₂ laag en onderste TiN-laag

Conclusie

In dit werk is een metamateriaal perfecte absorber in de golfband van 400 nm tot 850 nm bestudeerd met de FDTD-methode. Onze aanvankelijk voorgestelde TiN nano-schijven/monolaag MoS₂ /SiO₂ /Al-structuur biedt een perfecte breedbandabsorptie van gemiddeld 98,1% van 400 nm tot 850 nm, inclusief een bandbreedte van 300 nm met bijna 100% (meer dan 99%) absorptie van 475 nm tot 772 nm. De realisatie van de intrigerende absorptie is te danken aan de sterke LSPR, overspraak van TiN-nanoschijven en de magnetische resonantie in de opening. Belangrijk is de introductie van een monolaag MoS₂ hebben de absorptieprestaties aanzienlijk verbeterd. Bovendien vertoont de perfecte absorber polarisatie-ongevoeligheid bij normale inval. In termen van compactheid kan de afmeting van de metamateriaalabsorber worden teruggebracht tot 150 nm dik. Concluderend, de perfecte absorber voorgesteld in dit werk met het hexagonaal periodieke, cirkelvormige TiN nanoschijfpatroon en monolaag MoS₂ biedt breedband absorptie van bijna één en is veelbelovend voor fotovoltaïsche apparaten en lichtvangst.

Afkortingen

FDTD:: Tijdsdomein met eindig verschil
LSPR:: Gelokaliseerde oppervlakteplasmonresonantie
MA:: Metamateriaal absorber

131I-getraceerde PLGA-lipide nanodeeltjes als dragers van medicijnafgifte voor de gerichte chemotherapiebehandeling van melanoom Moleculaire dynamische modellering en simulatie van diamantslijpen van cerium

Nanomaterialen

Metaal

Hars

vezel

Samengesteld materiaal