Absorción perfecta inducida por plasma en el sistema de grafeno / metal

Resultados y discusión

Simulamos el espectro de reflexión de la ranura plateada con w =100 nm, P =250 nm, d =2000 nm, y el resultado se muestra en la Fig. 2a (curva roja). Se puede observar una caída amplia a ~ 28 THz, con una tasa de extinción de ~ 44% y Q factor ~ 0.8, que se debe a una resonancia F-P inducida por el SSP excitado por la luz incidente [19]. Esta resonancia tiene una amplia gama de bandas de resonancia y, por lo tanto, el modo de resonancia puede servir como modo superradiante en nuestro sistema PIA. Luego, calculamos el espectro de reflexión de la lámina de grafeno con condiciones de contorno de metal en la parte inferior del área de simulación, con un nivel de Fermi E _F =0,3 eV, como se muestra en la Fig. 2a (curva azul). El espectro de reflexión muestra que la resonancia del plasmón de grafeno no puede ser directamente excitada por la incidencia a esta frecuencia. Para visualizar y optimizar el modo plasmón soportado por el grafeno, primero simulamos los modos de resonancia soportados por el grafeno. Para eliminar el impacto potencial de la resonancia F-P de la ranura plateada, asumimos que la ranura está hecha de silicio en lugar de plata. Los espectros de reflectancia de la estructura se calcularon para E _F =0.3 eV y celda unitaria diferente P y se muestra en la Fig. 2b. Una caída de reflectancia a una frecuencia resonante f =32,84 THz se puede observar para P =250 nm con una Q factor ~ 304. El alto Q La resonancia con una banda de resonancia estrecha puede servir como modo subradiante (oscuro) en nuestro sistema PIA. La caída de la reflectancia se debe a la resonancia del modo plasmónico cuasi guiado en el grafeno con la incidencia normal [35], ya que el surco puede compensar el desajuste del vector de onda en función de la m Condición de coincidencia de fases de th orden [36, 37]

Respuesta óptica de los modos únicos. un Los espectros de reflectancia de la estructura del surco plateado solo (línea roja) y solo del grafeno (línea azul) en incidencia normal, respectivamente. b Los espectros de reflectancia de la estructura de la ranura de grafeno-Si para diferentes períodos P de celda unitaria. c El modelado numérico y los resultados analíticos de la frecuencia de resonancia f , respectivamente. d El campo eléctrico E _x distribuciones del modo F-P (izquierda) y el modo de resonancia cuasi-guiada de grafeno (derecha).

donde k _x = k ₀ pecado θ , k ₀ =2 π / λ es el vector de onda en el espacio libre, θ es el ángulo entre la luz incidente y y -dirección, n _ef es el índice de refracción efectivo del modo de guía de ondas TM en el grafeno, y G _x es el vector reticular recíproco de la rejilla ( G _x =2 π / P ). En la siguiente discusión, el ángulo de luz incidente de y -dirección es cero ( θ =0 °). La situación para otros ángulos incidentes se analiza en el archivo adicional 1. Las posiciones de estas caídas de reflectancia corresponden a la frecuencia de resonancia del modo cuasi-guiado en el grafeno, como se muestra en la Fig. 2b. Los resultados de la simulación concuerdan bien con la Eq. (1), donde m =1 y el índice de refracción efectivo, ~ 33, se obtiene mediante soluciones FDTD, como se muestra en la Fig. 2c. El campo eléctrico E _x En la figura 2d se muestran las distribuciones del modo F-P y del modo cuasi guiado por grafeno. Se observa que el confinamiento de energía de los modos SSP sostenidos por la superficie ranurada de Si puede ser insignificante en comparación con el modo cuasi guiado por grafeno.

En la situación de acoplamiento, los dos modos propios estarán fuertemente acoplados cuando se acerquen entre sí y, por lo tanto, el espectro de reflexión cambiará drásticamente. Se observa una caída estrecha de ancho de sublínea de absorbancia mejorada con una relación de extinción ~ 99,97% en la parte superior de la caída de reflectancia más amplia, como se muestra en la Fig. 3a. Al aumentar la distancia vertical g , el acoplamiento de campo cercano y el modo cuasi guiado se debilitan, a medida que la modulación de la caída de reflectancia se hace más pequeña. Hay dos formas posibles de que la caída de reflectancia sea más pequeña:el acoplamiento más débil y la excitación en modo cuasi guiado más débil. Por lo tanto, utilizamos el modelo de oscilador acoplado para comprender cuantitativamente el sistema PIA [38].

La respuesta óptica varía con la distancia de acoplamiento. un El reflejo. b Espectros de absorción de la estructura del surco de grafeno-plata en incidencia normal para diferentes distancias g entre el grafeno y la ranura plateada. La curva negra / las bolas azules se calculan mediante el método FDTD y la curva roja es un ajuste analítico mediante la Ec. (3) del dispositivo PIA

Donde \ ({\ tilde {a}} _ {1,2} ={a} _ {1,2} \ left (\ omega \ right) {\ mathrm {e}} ^ {i \ omega t} \) , ω _1,2 y γ _1,2 son las amplitudes armónicas de tiempo, las frecuencias de resonancia y las constantes de amortiguación del modo brillante y el modo oscuro, respectivamente. b es el coeficiente de acoplamiento que mide qué tan fuerte se acopla el modo brillante con el campo eléctrico incidente. \ (\ tilde {\ kappa} =\ kappa {e} ^ {i \ varphi} \) es un parámetro de acoplamiento complejo, que se introduce para expresar el efecto de retardo de fase. φ es un cambio de fase, que es un coeficiente clave para determinar la forma de la interferencia entre las dos vías coherentes. Cuando φ =0 es un parámetro real y se puede observar el comportamiento típico del efecto PIT, y la interferencia entre las dos vías coherentes es destructiva. Para φ =π / 2 es un parámetro imaginario puro y la interferencia entre las dos vías coherentes se convierte de destructiva en constructiva [26]. La absorción del sistema se puede calcular como la energía disipada sobre la base de la fórmula (2), que es

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

Luego, ajustamos los espectros de absorción numérica con la Eq. (3) para diferentes g , que se han mostrado en la Fig. 3b (curvas rojas). Los resultados de la simulación están de acuerdo con los resultados del modelado analítico basado en el modelo de oscilador acoplado, que confirma firmemente el principio de diseño de nuestro dispositivo PIA. Los parámetros de ajuste κ , φ , γ ₁ y γ ₂ se han mostrado en la Fig. 4a-c. El aumento de g produce una disminución en el parámetro de acoplamiento κ , como se muestra en la Fig. 4a. Al disminuir gradualmente el acoplamiento (aumentar g ), la fase φ no ha cambiado y γ ₂ disminuye gradualmente mientras γ ₁ cambios que se muestran ligeramente en la Fig. 4b, c. El parámetro de acoplamiento κ exceder las constantes de amortiguación del modo oscuro γ ₂ para la distancia de separación mínima, lo que confirma que el acoplamiento del modo brillante al modo oscuro es más fuerte que los procesos de disipación en la hoja de grafeno.

Análisis cuantitativo de respuestas ópticas en sistemas acoplados. Numérico extraído ( a ) acoplamiento, ( b ) fase y ( c ) coeficientes de amortiguamiento en función del espacio g . Valores de κ , φ y γ ₁ , γ ₂ se extrajeron ajustando los espectros de absorción numéricos

Para visualizar la interferencia constructiva entre los modos brillante y oscuro, investigamos la evolución del campo magnético de la estructura con el tiempo y dos H _z Los monitores se han colocado a 3 nm del centro del grafeno y a 1000 nm del fondo de la ranura plateada, respectivamente. La diferencia de fase oscilante entre los dos modos es 0.5π, como se indica en la Fig. 5a. La distribución del campo magnético en un momento diferente se calculó en la frecuencia de resonancia PIA f _q =32,5 THz, donde ω _q t ₁ ~ 2.00 π y ω _q t ₂ ~ 2.50π, como se indica en la Fig. 5b, c. El máximo del campo magnético en la ranura plateada se puede observar para 2.00π mientras que el campo magnético en el grafeno alcanza su máximo para 2.50π, lo que indica el acoplamiento fuera de fase entre las dos estructuras. Por tanto, la evolución y formación de la resonancia están determinadas por la interferencia constructiva [39].

Evolución en el dominio del tiempo de los modos acoplados. un Evolución temporal calculada de la intensidad del campo magnético en el grafeno (línea roja) y la ranura plateada (línea azul). Calculado z componente de las distribuciones del campo magnético para g =90 nm. La fuerza de campo máxima en el surco plateado y el grafeno se observan en diferentes momentos b ω _q t ₁ ~ 2.00π y c ω _q t ₂ ~ 2.50π, respectivamente

En la aplicación práctica, son muy deseables una banda de reflexión estrecha y una relación de extinción alta. Para lograr estas dos condiciones, podemos ajustar el período de la unidad P y profundidad de la ranura plateada d para optimizar nuestros parámetros estructurales. Después de calcular el espectro de reflexión de diferentes parámetros de estructura P de 1900 a 2100 nm y d de 245 a 265 nm por FDTD, obtenemos una tasa de extinción muy alta ~ 99,999% en P =254 nm y d =1980 nm. El espectro de reflectancia del dispositivo PIA en diferentes entornos de índice de refracción se muestra en la Fig. 6a. Las capacidades de detección se definen como [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)

El rendimiento de detección del sistema. un La respuesta de detección del sensor PIA para entornos dieléctricos variados. b La curva FOM * relacionada y los espectros de reflectancia

donde f y yo son la frecuencia de resonancia y la intensidad espectral, respectivamente. Al medir la intensidad de reflexión de un sensor, la capacidad de sensibilidad del sensor se puede cuantificar mediante el valor FOM *. Cuanto mayor sea el valor, mayor será la sensibilidad del sensor. De la Fig. 6 a, podemos obtener S =11,2 THz / RIU y el FOM asociado ~ 94,1, con el ancho completo a la mitad del máximo (FWHM) ~ 30 nm (0,12 THz). Este FOM es mayor que el valor de los absorbentes de metamateriales basados ​​en la resonancia de la red de superficie. Además, nuestro sensor PIA puede generar un valor FOM * ultra alto de 3,5 × 10 ⁶ , como se indica en la Fig. 6b. Comparamos el rendimiento de los sensores estudiados recientemente en el archivo adicional 1:Tabla S1.

En el sistema PIA, el grafeno juega otro papel clave. La modulación de la frecuencia resonante se puede lograr ajustando el voltaje de puerta para ajustar el nivel de grafeno de Fermi. Los espectros simulados se muestran en Archivos adicionales 2:Figura S1 y 3:Figura S2. El control activo de cambio de frecuencia de la resonancia PIA es significativo para el sensor o absorbedor.

Conclusiones

En resumen, hemos demostrado numéricamente la perfecta absorción inducida por la interferencia constructiva entre el modo de resonancia F-P y el modo cuasi guiado plasmónico de grafeno. A través de la introducción del modo cuasi-guiado plasmónico de grafeno, obtenemos la línea espectral con un ancho de línea más estrecho del modo de resonancia F-P del surco plateado. Cuando la distancia g aumenta gradualmente, la fuerza de resonancia y el ancho de línea disminuirán. Para la aplicación, el FOM * en nuestro sistema puede alcanzar 10 ⁶ . Además, la ventana de absorción se puede ajustar variando el parámetro geométrico y el nivel de grafeno de Fermi. Estos resultados podrían proporcionar una nueva forma de lograr el control espectral dinámico de infrarrojo medio a nanoescala y los sensores ópticos ultrasensibles.

Disponibilidad de datos y materiales

Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este artículo publicado [y sus archivos de información complementaria].

Abreviaturas

FDTD:

Dominio del tiempo de diferencia finita

FOM *:

Figura de mérito *

F-P:

Fabry-Perot

FWHM:

Ancho completo a la mitad del máximo

PIA:

Absorción inducida por plasmones

PIT:

Transparencia inducida por plasmón

Q factor:

Factor de calidad

SSP:

Plasmones superficiales falsos

TM:

Magnética transversal

Producción de hidrógeno solar a partir de óxido estánnico rentable bajo irradiación de luz visible Propiedades electrónicas y de transporte resueltas por giro de nanouniones basadas en grafeno con diferentes posiciones de sustitución de N