Absorbedor de metamateriales de banda dual sintonizable y anisotrópico utilizando pares elípticos de grafeno y fósforo negro

Resumen

Proponemos numéricamente un absorbedor de doble banda en la región infrarroja basado en pares elípticos periódicos de grafeno-fósforo negro (BP). El absorbedor propuesto exhibe una absorción anisotrópica cercana a la unidad para ambas resonancias debido a la combinación de grafeno y BP. Cada una de las resonancias se puede sintonizar de forma independiente mediante el ajuste de los parámetros geométricos. Además, los niveles de dopaje de grafeno y BP también pueden sintonizar las propiedades resonantes de manera efectiva. Al analizar las distribuciones del campo eléctrico, se observan resonancias de plasmón de superficie en las elipses de grafeno-BP, lo que contribuye a la respuesta plasmónica fuerte y anisotrópica. Además, también se ilustra la robustez de los ángulos de incidencia y la sensibilidad de polarización.

Introducción

El grafeno es un material bidimensional con átomos de carbono dispuestos en una red en forma de panal [1, 2]. En los últimos años se han desarrollado varios dispositivos fotónicos basados en grafeno debido a su tamaño ultracompacto y su interacción única luz-grafeno [3, 4, 5, 6]. Como una de sus aplicaciones más importantes, los absorbentes de metamateriales basados en el grafeno han atraído una cantidad creciente de interés debido a su respuesta plasmónica fuerte y sintonizable [7,8,9,10]. Sin embargo, varias aplicaciones que requieren una alta relación de activación / desactivación están restringidas debido al intervalo de banda cero o cercano a cero del grafeno [11]. Como material bidimensional alternativo, el fósforo negro (BP), una monocapa de átomos de fósforo dispuestos en una red hexagonal con una estructura arrugada [12], también ha despertado un gran interés en la investigación recientemente. Posee propiedades ópticas y electrónicas excepcionales, como anisotropía en el plano, banda prohibida sintonizable dependiente del espesor [13] y alta densidad y movilidad de portadoras [14]. En los últimos años, en la región infrarroja, los investigadores han investigado numerosas estructuras para mejorar la fuerza de interacción luz-PA en el metamaterial basándose en la PA [15,16,17]. No obstante, la resonancia plasmónica de los absorbentes basados en BP difícilmente se puede ajustar de forma flexible y eficaz, y normalmente sufren de una tasa de absorción relativamente baja con un nivel de dopaje moderado. Esto se atribuye al hecho de que la fuerza de resonancia en BP monocapa es bastante débil, lo que limita sus potenciales anisotrópicos. Por lo tanto, se han propuesto absorbentes plasmónicos basados en grafeno-BP utilizando la hibridación de grafeno y BP para lograr una absorción plasmónica fuerte y anisotrópica [18,19,20]. Sin embargo, los absorbentes basados en grafeno-BP reportados anteriormente generalmente requieren una técnica de fabricación relativamente complicada o poseen una sola banda de absorción, lo que dificulta sus aplicaciones adicionales para sistemas de imágenes, biosensores y comunicación.

En nuestro trabajo, se propone numéricamente un absorbente de infrarrojos de banda dual anisotrópico utilizando pares elípticos periódicos de grafeno-BP, que es de fácil fabricación. Se demuestra la capacidad de sintonización independiente de la resonancia por tamaño geométrico y nivel de dopaje. Las distribuciones del campo eléctrico se trazan para revelar el mecanismo físico. También se ilustran la tolerancia del ángulo de incidencia y la sensibilidad de polarización.

Métodos

El absorbedor propuesto está formado por pares elípticos transversales y longitudinales grafeno-BP depositados sobre un SiO ₂ capa como se muestra en la Fig. 1. Se inserta una capa hexagonal de nitruro de boro (hBN) entre el grafeno monocapa y BP como un espaciador aislante para evitar el transporte del portador entre ellos y garantizar una alta movilidad del portador. Los parámetros de SiO ₂ y hBN se obtienen de la ref. 21 y Ref. 22 respectivamente. Las simulaciones son realizadas por COMSOL Multiphysics para investigar las propiedades de banda dual, que se basa en el método de elementos finitos (FEM) en el dominio de la frecuencia. Aplicamos la periodicidad de Floquet como condiciones de contorno tanto en x - y y - direcciones. Un puerto con excitación de ondas infrarrojas se establece en la superficie superior del dominio computacional, mientras que la condición de límite de conductor eléctrico perfecto (PEC) se establece en la superficie inferior. Se aplican mallas tetraédricas con densidad de malla de usuario-controlador para todo el dominio.

Una celda unitaria del absorbedor propuesto basada en pares elípticos de grafeno-BP. t _d yt son los espesores de la capa dieléctrica y aislante, respectivamente. a y b son el eje corto y el eje largo de la elipse. P es la longitud del lado periódico de la celda unitaria cuadrada

En la simulación, tanto el grafeno como el BP se tratan como superficies bidimensionales con conductividades superficiales en lugar de materiales a granel con tensores de permitividad. Esta suposición resuelve los problemas de definición de espesor para materiales ultrafinos y baja eficiencia computacional [23].

Describir la conductividad superficial del grafeno σ ( ω ), utilizamos las conocidas fórmulas de Kubo como se muestra a continuación [24]:

$$ \ sigma \ left (\ omega, {\ mu} _c, \ varGamma, T \ right) ={\ sigma} _ {\ mathrm {intra}} + {\ sigma} _ {\ mathrm {inter}} $ $ (1) $$ {\ Displaystyle \ begin {array} {l} {\ sigma} _ {\ mathrm {intra}} =\ frac {j {e} ^ 2} {\ pi {\ hslash} ^ 2 \ izquierda (\ omega -j2 \ varGamma \ right)} \\ {} \ kern2em \ times {\ int} _0 ^ {\ infty} \ xi \ left (\ frac {\ partial {f} _d \ left (\ xi, {\ mu} _c, T \ derecha)} {\ parcial \ xi} - \ frac {\ parcial {f} _d \ izquierda (- \ xi, {\ mu} _c, T \ derecha)} {\ parcial \ xi } \ derecha) d \ xi \ \ end {matriz}} $$ (2) $$ {\ Displaystyle \ begin {matriz} {l} {\ sigma} _ {\ mathrm {inter}} =- \ frac {j {e} ^ 2 \ left (\ omega -j2 \ varGamma \ right)} {\ pi {\ hslash} ^ 2} \\ {} \ kern2.25em \ times {\ int} _0 ^ {\ infty} \ frac {f_d \ left (- \ xi, {\ mu} _c, T \ right) - {f} _d \ left (\ xi, {\ mu} _c, T \ right)} {{\ left (\ omega -j2 \ varGamma \ right)} ^ 2-4 {\ left (\ xi / \ hslash \ right)} ^ 2} d \ xi \ end {matriz}} $$ (3) $$ {f} _d \ left (\ xi, {\ mu} _c, T \ right) ={\ left ({e} ^ {\ left (\ xi - {\ mu} _c \ right) / {k} _BT} +1 \ right)} ^ { -1} $$ (4)

Según Eq. 1, σ ( ω ) consta de las contrapartes intrabanda e interbanda, a saber, σ _intra y σ _entre . ω es la frecuencia en radianes, μ _c es el potencial químico, Г es la tasa de dispersión y T es la temperatura Kelvin. ħ , e , ξ y k _B son la constante de Planck reducida, la carga de electrones, la energía de los electrones y la constante de Boltzmann, respectivamente.

En la región infrarroja, dado que el fotón incidente difícilmente puede excitar la transición entre bandas, la interacción luz-grafeno está dominada por la transición dentro de la banda. Particularmente, cuando μ _c ≫ k _B T , Las fórmulas de Kubo se pueden simplificar aún más a la ecuación. 5:

$$ {\ sigma} _g =\ frac {i {e} ^ 2 {\ mu} _c} {\ pi {\ hslash} ^ 2 \ left (\ omega + i2 \ varGamma \ right)} $$ (5)

Por tanto, la conductividad superficial del grafeno depende de los valores de ω , Г y μ _c . Aquí, Г se asume como 0,3 meV y μ _c se supone que es 0,7 eV según el trabajo anterior [25, 26].

Por otro lado, calculamos la conductividad superficial σ _j de BP con un modelo Drude semiclásico simple [27]:

$$ {\ sigma} _j =\ frac {iD} {\ pi \ left (\ omega + \ frac {i {\ varGamma} _ {\ mathrm {BP}}} {\ hslash} \ right)} $$ ( 6) $$ {D} _j =\ frac {\ pi {e} ^ 2 {n} _s} {m_j} $$ (7)

donde n _s es la densidad de portadores relacionada con el nivel de dopaje. Elegimos n _s =1,9 × 10 ¹³ cm ⁻² y Г _BP = 10 meV según la referencia anterior [16]. j es la dirección en cuestión, por lo que σ _x y σ _y están determinadas por la masa del electrón a lo largo de x - y y -dirección, respectivamente. m _x y m _años se puede calcular más a fondo mediante:

$$ {m} _x =\ frac {\ hslash ^ 2} {\ frac {2 {\ gamma} ^ 2} {\ varDelta} + {\ eta} _c} $$ (8) $$ {m} _y =\ frac {\ hslash ^ 2} {2 {\ nu} _c} $$ (9) $$ {\ eta} _c =\ frac {\ hslash ^ 2} {0.4 {m} _0} $$ (10) $ $ {v} _c =\ frac {\ hslash ^ 2} {1.4 {m} _0} $$ (11) $$ \ gamma =\ frac {4a} {\ pi} $$ (12)

donde m ₀ es la masa estándar del electrón, y Δ y a son la banda prohibida y la longitud de escala para la monocapa de BP, respectivamente. Sustituyendo las ecuaciones. 10-12 en la ecuación. 8 y Eq. 9, se puede obtener la masa de electrones a lo largo del sillón ( x -) y zigzag ( y -) dirección. La discrepancia entre ellos contribuye a la conductividad superficial anisotrópica de BP.

Resultados y discusión

Para ilustrar la característica de absorción anisotrópica del absorbente propuesto, primero simulamos y comparamos los espectros de absorción con la capa de grafeno individual, la capa de BP individual y los pares de grafeno-BP. Como se puede observar en la Fig. 2a, la respuesta plasmónica del grafeno es isotrópica con dos picos de absorción obvios a 9,9 µm y 15,4 µm, independientes de la polarización. Por otro lado, aunque la resonancia de plasmón de BP es anisotrópica, su fuerza es bastante débil para la incidencia de TE (<12,7%) o TM (<0,7%). Al combinar las ventajas del grafeno y BP, los pares grafeno-BP exhiben respuestas plasmónicas fuertes y anisotrópicas. Para la incidencia de TE, los dos picos de absorción se encuentran a 8,8 μm y 14,1 μm, con tasas de absorción superiores al 90%. Para la incidencia de TM, las longitudes de onda de máxima absorción se desplazan a 9,5 μm y 15,4 μm, respectivamente. La relación de extinción de polarización se puede definir como PER =10 × log ( R ₁ / R ₀ ), donde R ₁ y R ₀ denotar la reflectancia ( R =1- A , A representa la absorbancia) de diferentes polarizaciones en la misma longitud de onda, entonces el PER máximo de cada resonancia puede alcanzar hasta 23 dB y 25 dB en λ =9,5 μm y λ =14,1 μm, respectivamente. Por lo tanto, el absorbedor propuesto se puede utilizar como polarizador reflectante de doble banda con alto rendimiento.

un Comparación de respuestas plasmónicas entre grafeno monocapa (la curva azul sólida y la curva azul discontinua se superponen), pares de BP monocapa y grafeno-BP, y espectros de absorción con diferentes a ( b ), b ( c ) y t _d ( d ). Los parámetros predeterminados son a =62 nm, b =100 millas náuticas, t _d =1,35 μm, t =5 nm y P =250 nm, con incidencia normal

A continuación, analizamos los espectros de absorción con diferentes configuraciones geométricas para demostrar la propiedad de absorción de banda dual sintonizable en la Fig. 2b – d. En la Fig. 2b, los primeros picos de absorción tienen corrimientos al rojo como a aumenta de 42 a 52 nm para ambas polarizaciones, mientras que las segundas frecuencias resonantes permanecen casi sin cambios. Por otro lado, como se muestra en la Fig. 2c, al aumentar la longitud del eje largo b , las segundas resonancias también se desplazan al rojo, mientras que los primeros picos de absorción permanecen constantes para la polarización TE y TM. Por lo tanto, los picos de absorción dual se pueden ajustar de forma independiente variando la longitud del eje correspondiente en los pares elípticos de grafeno-BP. Además, el grosor de la capa dieléctrica también juega un papel crítico en el rendimiento del dispositivo propuesto, que actúa como un resonador Fabry-Perot formado por la metasuperficie de grafeno-BP y el sustrato PEC. Por lo tanto, los espectros de absorción con diferentes t _d se representan en la Fig. 2d. Como t _d aumenta de 0,95 a 1,75 μm, los primeros picos de absorción para la polarización TE y TM tienen una caída drástica, mientras que los segundos picos aumentan al principio y luego disminuyen drásticamente. Como consecuencia, hay un espesor óptimo t _d que maximiza los picos de absorción dual del absorbente propuesto.

Para dilucidar la percepción física, revelamos además las distribuciones de intensidad del campo eléctrico en diferentes longitudes de onda en la Fig. 3. Para la incidencia de TE, el campo eléctrico está en el sillón ( x -) dirección. En el primer pico ( λ =8,8 μm), la luz infrarroja incidente puede excitar electrones en el grafeno y BP para que oscilen en la dirección transversal, lo que lleva a la concentración de campo eléctrico en los extremos del eje corto de la elipse longitudinal como se muestra en la Fig. 3a. En λ =14,1 μm, el campo eléctrico localizado se mejora en los extremos del eje largo de la elipse transversal. Por otro lado, la incidencia de MT con campo eléctrico en zigzag ( y -) La dirección puede excitar a los electrones para que vibren a lo largo de la dirección longitudinal en el pico de absorción de 9,5 μm, lo que lleva a distribuciones de campo concentrado en los extremos del eje corto de la elipse transversal. Además, en λ =15,4 μm, la mejora del campo eléctrico se centra en los extremos del eje largo de la elipse longitudinal. Por lo tanto, las longitudes de onda de resonancia están directamente relacionadas con la longitud de oscilación finita de los dipolos inducidos en los pares de BP y grafeno elípticos transversales y longitudinales.

Distribuciones de intensidad de campo eléctrico en diferentes longitudes de onda para a , b TE y c , d Polarización TM, donde a =62 nm, b =100 millas náuticas, t _d =1,35 μm, t =5 nm, P =250 nm, con incidencia normal

Se puede ajustar eficazmente el rendimiento de absorción anisotrópica de doble banda variando las dimensiones geométricas como se demuestra en la Fig. 2b – d. Mientras tanto, las conductividades superficiales del grafeno y BP también se pueden manipular variando μ _c y n _s de acuerdo con las fórmulas del modelo de grafeno y BP como se mencionó anteriormente. μ _c y n _s representan el nivel de dopaje de grafeno y BP que se puede alterar después de la fabricación geométrica. Por lo tanto, los rendimientos del absorbedor propuesto con diferentes μ _c y n _s se muestran en la Fig. 4. Considerando la situación práctica, μ _c se elige entre 0,4 y 0,8 eV del trabajo anterior verificado por experimentos [28]. En el trabajo informado anterior [29], el valor teórico máximo para n _s de BP se demostró que era 2.6 × 10 ¹⁴ cm ⁻² , por lo que una n moderada _s se elige entre 10 ¹³ cm ⁻² y 10 ¹⁴ cm ⁻² en la simulación. En la Fig. 4a, cuando μ _c =0.4 eV, el primer pico de absorción se ubica a 10.9 μm y el segundo se ubica a 17.1 μm. Como μ _c aumenta a 0,8 eV, las dos longitudes de onda resonantes se desplazan al azul a 8,4 μm y 13,4 μm. De manera similar para la polarización de TM, los picos de absorción dual se desplazan al azul de 12,4 y 19,8 μm a 8,9 y 14,4 μm, respectivamente, con μ _c aumentando de 0,4 a 0,8 eV como se muestra en la Fig. 4b. Para BP con patrón individual, la longitud de onda de resonancia λ _p se puede calcular como \ ({\ lambda} _p \ propto \ sqrt {L / {n} _s} \), donde L es la longitud de oscilación efectiva [27]. Por lo tanto, si L es fijo, los espectros de absorción muestran un desplazamiento hacia el azul obvio como n _s aumenta para la polarización TE como se representa en la Fig. 4c. Para la polarización de TM, los picos de absorción también se desplazan ligeramente hacia el azul como n _s aumenta de 10 ¹³ cm ⁻² a 10 ¹⁴ cm ⁻² como se muestra en la Fig. 4d.

Espectros de absorción frente a diferentes niveles de dopaje con una incidencia normal: a y b para los potenciales químicos variados del grafeno, c y d para distintas densidades de portadores de BP, a y c para polarización TE, y b y d para la polarización de TM, donde a =62 nm, b =100 millas náuticas, t _d =1,35 μm, t =5 nm y P =250 millas náuticas

En las aplicaciones prácticas, se prefiere la tolerancia de ángulos de incidencia amplios para absorbedores de infrarrojos. Por tanto, se elaboran espectros de absorción bajo incidencias oblicuas. En la Fig. 5a, se observa que, para la polarización TE, el primer pico de absorción permanece mayor al 80% cuando θ aumenta a 52 °, mientras que el segundo pico de absorción se mantiene por encima del 80% incluso cuando θ aumenta a 80 °. Cuando θ > 46 °, la segunda longitud de onda resonante se desplaza al rojo gradualmente a medida que θ se vuelve más grande. Para la incidencia de MT, cuando θ es inferior a 62 °, la tasa de absorción en el primer pico se mantiene mayor al 90%, mientras que la longitud de onda resonante se mantiene constante en λ =9,5 μm como se muestra en la Fig. 5b. Además, para la segunda resonancia, el pico de absorción permanece mayor al 80% con θ hasta 60 °, luego cae ligeramente con el aumento de θ . La excelente estabilidad angular se origina en la característica común de los resonadores Fabry-Perot, que son robustos para ángulos de incidencia oblicuos [30].

Espectros de absorción bajo varios ángulos de incidencia para a TE y b Polarización TM y c varios ángulos de polarización bajo incidencia normal. Los parámetros geométricos son los mismos que en la Fig. 4

Espectros de absorción bajo incidencia normal con diferentes ángulos de polarización φ se presentan en la Fig. 5c para investigar la dependencia de la polarización del absorbedor propuesto. Suponemos que el ángulo de polarización de la polarización TE es 0 °. Se puede ver en la Fig. 5c que, como φ aumenta de 0 a 90 °, el espectro de absorción resulta ser el mismo que la polarización TM en la Fig. 2a. Cuando 0 ° < φ <90 °, la incidencia excitará electrones en BP para que oscilen tanto en la dirección del sillón como en zigzag debido a su x - y y - componentes del campo eléctrico incidente. En consecuencia, las resonancias de plasmones superficiales pueden inducirse simultáneamente en las direcciones de sillón y en zigzag de BP.

Conclusiones

En conclusión, hemos propuesto un absorbente de infrarrojos de banda dual anisotrópico que consta de elipses transversales y longitudinales periódicas de grafeno-BP. El PER máximo en cada resonancia puede alcanzar hasta 23 dB y 25 dB. Las resonancias anisotrópicas duales se atribuyen a los dipolos eléctricos inducidos ubicados en los extremos de los ejes corto y largo. Ajustando las longitudes del eje corto y del eje largo, el primer y segundo picos de absorción se pueden sintonizar de forma independiente, respectivamente. Además, las bandas de absorción resonante también se pueden ajustar cambiando el nivel de dopaje correspondiente de grafeno y BP. Además, se pueden lograr altas tasas de absorción en ambos picos bajo incidencia oblicua para cualquier polarización. El absorbedor propuesto se puede utilizar como un polarizador reflectante sintonizable y un sensor infrarrojo novedoso.

Disponibilidad de datos y materiales

Todos los datos están completamente disponibles sin restricciones.

Abreviaturas

BP:: Fósforo negro
FEM:: Método de elementos finitos
hBN:: Nitruro de boro hexagonal
PEC:: Conductor eléctrico perfecto
TE:: Eléctrica transversal
TM:: Magnética transversal

Rendimiento mejorado de diodos emisores de luz ultravioleta profunda basados en AlGaN con capa de desaceleración de electrones de superrejilla con chirrido Exploración del efecto de coordinación de GO @ MOF-5 como catalizador en la descomposición térmica del perclorato de amonio

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