Plasmonisch geïnduceerde perfecte absorptie in grafeen/metaalsysteem

Abstract

De constructieve interferentie van heldere en donkere plasmonische modi resulteert in plasmon-geïnduceerde absorptie (PIA) effect. Hier onderzoeken we theoretisch het PIA-effect, dat wordt gerealiseerd door de constructieve interferentie tussen een Fabry-Perot (FP) resonantiemodus en een quasi-geleide modus door grafeen. Numerieke simulatie onthult ten minste drie voordelen van onze structuur ten opzichte van eerdere. Ten eerste kan de extinctie-ratio ~ 99,999% bereiken, wat resulteert in een ultrahoge verdienste* (FOM*) van wel 10⁶ . Ten tweede kan de intensiteit van dit uitgesproken PIA-effect worden geoptimaliseerd door de koppelingsafstand aan te passen. Ten derde kan de resonantiefrequentie eenvoudig worden afgesteld door het Fermi-niveau van grafeen af te stemmen. Dit systeem kan potentiële toepassingen hebben bij dynamisch optisch schakelen en biochemische detectie.

Achtergrond

Plasmonics heeft brede aandacht getrokken vanwege zijn buitengewone eigenschappen [1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15] en het enorme potentieel op vele gebieden, waaronder geïntegreerde fotonica, bio-sensing, energieopname, fotodetectie. Onlangs is een nieuw plasmonisch fenomeen waargenomen, bekend als de spoof-oppervlakteplasmonen (SSP's), die zich door geperforeerde metalen kunnen voortplanten en de diffractielimiet kunnen overwinnen [16]. SSP's werden vervolgens onderzocht in het THz-, microgolf- en lagere frequentiebereik [17,18,19], en een aantal diepe subgolflengte-apparaten op basis van SSP's is voorgesteld gedemonstreerd [20, 21]. De toepassing van dergelijke apparaten wordt echter ernstig belemmerd door de hoge dempingssnelheid van SPP's. Een oplossing voor dit probleem is het kunstmatige plasmon-geïnduceerde transparantie (PIT) medium [22], dat een scherp transparantievenster heeft binnen een breed absorptiespectrum. Het PIT-effect berust voornamelijk op de koppeling van een stralingselement en een onderstralend element, dat uitgebreid is bestudeerd [23,24,25]. Een soortgelijk fenomeen, plasmon-geïnduceerde absorptie (PIA), is onlangs ook aangetoond, wat het gevolg is van de constructieve interferentie van heldere en donkere plasmonische modi [26]. De PIA-resonantie [27, 28] kan een opmerkelijk snel lichteffect vertonen, wat potentiële toepassingen heeft bij optische schakeling en verwerking.

Traditionele apparaten gebaseerd op het PIA-effect van de metalen structuur zijn echter moeilijk of onmogelijk om afstembaarheid te verkrijgen, wat de toepassingen ernstig beperkt. Grafeen [29, 30], bekend om zijn semi-metalliciteit, hoge mobiliteit en hoge afstembaarheid, kan een uitstekend kandidaat-materiaal zijn voor afstembare infrarood plasmonische apparaten. In dit artikel hebben we een afstembaar PIA-effect onderzocht, dat wordt bereikt door de constructieve interferentie van een FP-resonantiemodus en een quasi-geleide modus die wordt ondersteund door respectievelijk een periodieke zilvergroef en monolaag grafeen. Het blijkt dat de resonantiesterkte en lijnbreedte sterk afhankelijk zijn van de koppelingsafstand. Er is ook aangetoond dat de extinctieverhouding ~ 99,999% kan bereiken. De extinctieverhouding wordt gedefinieerd als 1-R -T , waar R en T zijn respectievelijk de reflectie en de transmissie. Het is gewoon 1-R in ons systeem, aangezien de transmissie hier 0 is. Als resultaat is een ultrahoge FOM* zo hoog als 10⁶ in het grafeen / metaal-systeem kan worden bereikt en de resonantiefrequentie kan dynamisch worden afgesteld door de poortspanning van grafeen aan te passen. Deze prominente eigenschappen kunnen worden toegepast bij biochemische detectie en dynamisch optisch schakelen.

Methoden

Het schema van onze structuur wordt getoond in Fig. 1, bestaande uit een monolaag grafeen en een Al₂ O₃ geïsoleerde laag bovenop een gegroefd zilver. De dikte van de Al₂ O₃ is g . Het systeem wordt verlicht door een normaal invallende vlakke golf van transversale magnetische (TM) polarisatie. De andere structurele parameters worden als volgt uitgedrukt:d is de diepte van de zilveren groef; met is de breedte van de zilveren groef; P is de periode van de eenheidscel. In het midden-infraroodgebied domineert intrabandverstrooiing in sterk gedoteerd grafeen, en de geleidbaarheid ervan neemt een Drude-achtige vorm aan σ _g =ie ² E _F /[πħ ² (ω +iτ ^-1 )]. De elektronenrelaxatietijd wordt uitgedrukt als τ =μE _F /eυ _F ² , waar υ _F =c /300 is de Fermi-snelheid, E _F is de Fermi-energie en μ =10 m² /Vs is de DC-mobiliteit van grafeen [25, 31, 32]. In de FDTD-simulaties (finite-difference time-domain) zijn de optische constanten voor zilver en Al₂ O₃ zijn van ref. [33] en ref. [34]. De periodieke randvoorwaarden worden gebruikt om oneindige periodieke celstructuren te simuleren. Voor de eenvoud nemen we aan dat het materiaal van het gebied boven de grafeenlaag vacuüm is (ε ₀ =1).

Schematisch diagram van de grafeen-zilvergroefstructuur. een Schuine weergave. b Het doorsnedediagram van een eenheidscel

Resultaten en discussie

We hebben het reflectiespectrum van de zilveren groef gesimuleerd met w =100 nm, P =250 nm, d =2000 nm, en het resultaat wordt getoond in Fig. 2a (rode curve). Een brede dip kan worden waargenomen bij ~ 28 THz, met een extinctieverhouding van ~ 44% en Q factor ~ 0,8, wat te wijten is aan een F-P-resonantie die wordt geïnduceerd door de SSP die wordt geëxciteerd door invallend licht [19]. Deze resonantie heeft een breed scala aan resonantiebanden en dus kan de resonantiemodus dienen als de superradiant-modus in ons PIA-systeem. Vervolgens hebben we het reflectiespectrum van de grafeenplaat berekend met metalen randvoorwaarden in de bodem van het simulatiegebied, met een Fermi-niveau E _F =0,3 eV, zoals weergegeven in Fig. 2a (blauwe curve). Het reflectiespectrum laat zien dat de grafeenplasmonresonantie niet direct kan worden geëxciteerd door de inval op deze frequentie. Om de door het grafeen ondersteunde plasmonmodus te visualiseren en te optimaliseren, simuleren we eerst de resonantiemodi die door het grafeen worden ondersteund. Om de potentiële impact van de FP-resonantie van de zilveren groef te elimineren, nemen we aan dat de groef van silicium is gemaakt in plaats van van zilver. De reflectiespectra van de structuur werden berekend voor E _F =0,3 eV en andere eenheidscel P en wordt getoond in Fig. 2b. Een reflectiedip bij resonantiefrequentie f =32,84 THz kan worden waargenomen voor P =250 nm met een Q factor ~ 304. De hoge Q resonantie met een smalle resonantieband kan dienen als de subradiant (donker) modus in ons PIA-systeem. De reflectiedip is te wijten aan de resonantie van de plasmonische quasi-geleide modus in grafeen met de normale inval [35], aangezien de groef de mismatch van de golfvector kan compenseren op basis van de m fase-aanpassingsvoorwaarde van de e orde [36, 37]

Optische respons van de enkele modi. een De reflectiespectra van de structuur van respectievelijk alleen zilvergroef (rode lijn) en grafeen (blauwe lijn) bij normale inval. b De reflectiespectra van de structuur van grafeen-Si-groef voor verschillende periodes P van eenheidscel. c De numerieke modellering en analytische resultaten van de resonantiefrequentie f , respectievelijk. d Het elektrische veld E _x distributies van FP-modus (links) en grafeen quasi-geleide resonantiemodus (rechts).

$$ {k}_0\operatornaam{Re}\left({n}_{\mathrm{eff}}\right)=\left|{k}_x+{mG}_x\right|,, $$ (1)

waar k _x =k ₀ sinθ , k ₀ =2π /λ is de golfvector in de vrije ruimte, θ is de hoek tussen het invallende licht en y -richting, n _eff is de effectieve brekingsindex van de TM-golfgeleidermodus in het grafeen, en G _x is de reciproke roostervector van het rooster (G _x =2π /P ). In de volgende discussie wordt de invallende lichthoek van y -richting is nul (θ =0°). De situatie voor andere invalshoeken wordt besproken in Aanvullend bestand 1. De posities van deze reflectiedips komen overeen met de resonantiefrequentie van de quasi-geleide modus in het grafeen, zoals weergegeven in Fig. 2b. De simulatieresultaten komen goed overeen met de Vgl. (1), waar m =1 en de effectieve brekingsindex, ~ 33, wordt verkregen door FDTD-oplossingen, zoals weergegeven in figuur 2c. Het elektrische veld E _x distributies van FP-modus en grafeen quasi-geleide modus zijn getoond in figuur 2d. Opgemerkt wordt dat de energiebeperking van de SSP-modi die worden ondersteund door het Si-gegroefde oppervlak verwaarloosbaar kan zijn in vergelijking met de quasi-geleide modus van grafeen.

In de koppelingssituatie zullen de twee eigenmodes sterk gekoppeld zijn wanneer ze dicht bij elkaar komen, en daarom zal het reflectiespectrum drastisch veranderen. Een smalle, sub-lijnbreedte dip van verbeterde absorptie met een extinctieverhouding van ~ -99,97% wordt waargenomen bovenop de bredere reflectiedip, zoals weergegeven in figuur 3a. Bij het vergroten van de verticale afstand g , worden de near-field-koppeling en de quasi-geleide modus zwakker, naarmate de modulatie van de reflectiedip kleiner wordt. Er zijn twee mogelijke manieren om de reflectiedip kleiner te maken:de zwakkere koppeling en de zwakkere quasi-geleide modus-excitatie. Daarom hebben we het gekoppelde oscillatormodel gebruikt om het PIA-systeem kwantitatief te begrijpen [38].

$$ \left(\begin{array}{c}{\tilde{a}}_1\\ {}{\tilde{a}}_2\end{array}\right)=-{\left(\begin{ array}{cc}\left(\omega -{\omega}_1+\frac{i{\gamma}_1}{2}\right)&\tilde{\kappa}\\ {}\tilde{\kappa}&\left(\omega -{\omega}_2+\frac{i{\gamma}_2}{2}\right)\end{array}\right)}^{-1}\left(\begin{array}{ c}b{\tilde{E}}_0\\ {}0\end{array}\right) $$ (2)

De optische respons varieert met de koppelingsafstand. een De reflectie. b Absorptiespectra van de structuur van grafeen-zilvergroef bij normale incidentie voor verschillende afstanden g tussen het grafeen en de zilveren groef. De zwarte curve/de blauwe ballen worden berekend met de FDTD-methode en de rode curve is analytisch aangepast door Vgl. (3) van het PIA-apparaat

Waar $ {\tilde{a}}_{1,2}={a}_{1,2}\left(\omega \right){\mathrm{e}}^{i\omega t} $ , ω _1,2 en γ _1,2 zijn de tijdharmonische amplituden, resonantiefrequenties en dempingsconstanten van respectievelijk de heldere modus en de donkere modus. b is de koppelingscoëfficiënt die meet hoe sterk de heldere modus koppelt met het invallende elektrische veld. $ \tilde{\kappa}=\kappa {e}^{i\varphi} $ is een complexe koppelingsparameter, die wordt geïntroduceerd om het fasevertragingseffect uit te drukken. φ is een faseverschuiving, wat een sleutelcoëfficiënt is om de vorm van de interferentie tussen de twee coherente paden te bepalen. Wanneer φ =0 is een echte parameter en het typische gedrag van het PIT-effect kan worden waargenomen, en de interferentie tussen de twee coherente paden is destructief. Voor φ =π/2 is een zuivere denkbeeldige parameter en de interferentie tussen de twee coherente paden wordt omgezet van destructief naar constructief [26]. De absorptie van het systeem kan worden berekend als de gedissipeerde energie op basis van formule (2), die is

$$ A\left(\omega \right)=\Im \left(\frac{b\left(\omega -{\omega}_2+\frac{i{\gamma}_2}{2}\right)}{ \kappa^2{e}^{i2\varphi }-\left(\omega -{\omega}_1+\frac{i{\gamma}_1}{2}\right)\left(\omega -{\omega }_2+\frac{i{\gamma}_2}{2}\right)}\right) $$ (3)

Vervolgens passen we de numerieke absorptiespectra met de Vgl. (3) voor verschillende g , die zijn weergegeven in Fig. 3b (rode curven). De simulatieresultaten komen goed overeen met de analytische modelleringsresultaten op basis van het gekoppelde oscillatormodel, wat het ontwerpprincipe van ons PIA-apparaat sterk bevestigt. De aanpasparameters κ , φ , γ ₁ , en γ ₂ zijn getoond in Fig. 4a-c. De toenemende g geeft een afname van de koppelingsparameter κ , zoals getoond in Fig. 4a. Bij het geleidelijk verminderen van de koppeling (verhogen van g ), de fase φ is ongewijzigd, en γ ₂ neemt geleidelijk af terwijl γ ₁ veranderingen enigszins getoond in Fig. 4b, c. De koppelingsparameter κ de dempingsconstanten van de donkere modus overschrijden γ ₂ voor de minimale spleetafstand, wat bevestigt dat de koppeling van de lichte modus naar de donkere modus sterker is dan de dissipatieprocessen in de grafeenplaat.

Kwantitatieve analyse van optische responsen in gekoppelde systemen. Geëxtraheerd numeriek (a ) koppeling, (b ) fase, en (c ) dempingscoëfficiënten als functie van spleet g . Waarden van κ , φ , en γ ₁ , γ ₂ werden geëxtraheerd door de numerieke absorptiespectra aan te passen

Om de constructieve interferentie tussen de heldere en donkere modi te visualiseren, onderzochten we de evolutie van het magnetische veld van de structuur met de tijd, en twee H _z monitoren zijn respectievelijk 3 nm verwijderd van het midden van grafeen en 1000 nm verwijderd van de onderkant van de zilveren groef. Het oscillerende faseverschil tussen de twee modi is 0,5 , zoals aangegeven in figuur 5a. De magnetische veldverdeling op een ander tijdstip werd berekend in de PIA-resonantiefrequentie f _q =32,5 THz, waarbij ω _q t ₁ ~ 2.00 π en ω _q t ₂ ~ 2.50π, zoals aangegeven in Fig. 5b, c. Het maximum van het magnetische veld in de zilveren groef kan worden waargenomen voor 2,00π terwijl het magnetische veld in grafeen zijn maximum bereikt voor 2,50π, wat wijst op de uit-fase koppeling tussen de twee structuren. Daarom wordt de evolutie en vorming van de resonantie bepaald door constructieve interferentie [39].

Tijdsdomeinevolutie van gekoppelde modi. een Berekende tijdsevolutie van de magnetische veldsterkte bij de grafeen (rode lijn) en zilvergroef (blauwe lijn). Berekend z component van de magnetische veldverdelingen voor g =90nm. Maximale veldsterkte bij zilvergroef en grafeen worden op verschillende tijdstippen waargenomen b ω _q t ₁ ~ 2.00π en c ω _q t ₂ ~ 2.50π, respectievelijk

In de praktijk zijn een smalle reflectieband en een hoge extinctieverhouding zeer gewenst. Om aan deze twee voorwaarden te voldoen, kunnen we de periode van eenheid P . aanpassen en diepte van zilveren groef d om onze structurele parameters te optimaliseren. Na berekening van het reflectiespectrum van verschillende structuurparameters P van 1900 tot 2100 nm en d van 245 tot 265 nm door FDTD, we verdienen een zeer hoge extinctieverhouding ~ 99,999% in P =254 nm en d =1980 nm. Het reflectiespectrum van het PIA-apparaat onder verschillende brekingsindexomgevingen wordt getoond in figuur 6a. De detectiemogelijkheden zijn gedefinieerd als [39]:

$$ {\displaystyle \begin{array}{c}S=\Delta f(THz)/\Delta n, FOM=S/ FWHM\ (THz),\\ {}S\ast =\Delta I/\Delta n, FOM\ast =S\ast /I,\end{array}} $$ (4)

De detectieprestaties van het systeem. een De detectierespons van de PIA-sensor voor een gevarieerde diëlektrische omgeving. b De gerelateerde FOM*-curve en de reflectiespectra

waar f en ik zijn respectievelijk de resonantiefrequentie en de spectrale intensiteit. Bij het meten van de reflectie-intensiteit van een sensor kan het gevoeligheidsvermogen van de sensor worden gekwantificeerd met de FOM*-waarde. Hoe hoger de waarde, hoe hoger de gevoeligheid van de sensor. Uit Fig. 6a kunnen we S . krijgen =11.2 THz/RIU en de bijbehorende FOM~94,1, met de volle breedte op half maximum (FWHM) ~ 30 nm (0,12 THz). Deze FOM is groter dan de waarde in metamateriaalabsorbers op basis van oppervlakteroosterresonantie. Ook kan onze PIA-sensor leiden tot een ultrahoge FOM*-waarde van 3,5 × 10⁶ , zoals aangegeven in Fig. 6b. We vergeleken de prestaties van de recent bestudeerde sensoren in Aanvullend bestand 1:Tabel S1.

In het PIA-systeem speelt grafeen nog een sleutelrol. De modulatie van de resonantiefrequentie kan worden bereikt door de poortspanning af te stemmen om het Fermi-niveau van grafeen aan te passen. De gesimuleerde spectra worden getoond in Extra bestanden 2:Figuur S1 en 3:Figuur S2. De actieve regeling met frequentieverschuiving van de PIA-resonantie is zinvol voor sensor of absorber.

Conclusies

Samenvattend hebben we numeriek de perfecte absorptie aangetoond die wordt veroorzaakt door constructieve interferentie tussen FP-resonantiemodus en grafeen-plasmonische quasi-geleide modus. Door de introductie van grafeen-plasmonische quasi-geleide modus, verkrijgen we de spectraallijn met een smallere lijnbreedte van de zilvergroef FP-resonantiemodus. Wanneer de afstand g geleidelijk wordt verhoogd, nemen de resonantiesterkte en lijnbreedte af. Voor de toepassing kan de FOM* in ons systeem 10⁶ . behalen . Verder kan het absorptievenster worden afgesteld door de geometrische parameter en het grafeen Fermi-niveau te variëren. Deze resultaten zouden een nieuwe weg kunnen bieden voor de realisatie van midden-infrarood dynamische spectrale controle en ultragevoelige optische sensoren op nanoschaal.

Beschikbaarheid van gegevens en materialen

Alle gegevens die tijdens dit onderzoek zijn gegenereerd of geanalyseerd, zijn opgenomen in dit gepubliceerde artikel [en de aanvullende informatiebestanden].

Afkortingen

FDTD:: Tijdsdomein met eindig verschil
FOM*:: Cijfer van verdienste*
FP:: Fabry-Perot
FWHM:: Volledige breedte op halve maximum
PIA:: Plasmon-geïnduceerde absorptie
PIT:: Door plasma veroorzaakte transparantie
Q factor:: Kwaliteitsfactor
SSP's:: Spoof oppervlakteplasmonen
TM:: Dwars magnetisch

Zonnewaterstofproductie uit kosteneffectieve stannioxide onder zichtbare lichtbestraling Spin-opgeloste elektronische en transporteigenschappen van op grafyn gebaseerde nanojuncties met verschillende N-vervangende posities

Nanomaterialen

Metaal

Hars

vezel

Samengesteld materiaal