Absorbedor metamaterial infrarrojo dual-banda altamente ajustable con nanoestructuras elípticas de grafeno-fósforo negro

Resumen

Proponemos numéricamente un absorbedor dual-banda en la región infrarroja basado en pares elípticos periódicos de grafeno-fósforo negro (BP). El absorbedor propuesto exhibe absorción anisotrópica de cuasi-unidad para ambas resonancias debido a la combinación de grafeno y BP. Cada una de las resonancias es independientemente ajustable mediante el ajuste de parámetros geométricos. Además, los niveles de dopaje de grafeno y BP también pueden ajustar efectivamente las propiedades resonantes. Al analizar las distribuciones de campo eléctrico, se observan resonancias plasmónicas de superficie en las elipses de grafeno-BP, contribuyendo a la fuerte respuesta plasmónica anisotrópica. Además, la robustez para ángulos de incidencia y sensibilidad a polarización también se ilustran.

Introducción

El grafeno es un material bidimensional con átomos de carbono dispuestos en una red de panal [1, 2]. Varios dispositivos fotónicos basados en grafeno se han desarrollado en años recientes debido a su tamaño ultracompacto e interacción única luz-grafeno [3,4,5,6]. Como una de sus aplicaciones más significativas, los absorbedores metamateriales basados en grafeno han atraído un interés creciente debido a su respuesta plasmónica fuerte y ajustable [7,8,9,10]. Sin embargo, varias aplicaciones que requieren alta relación encendido-apagado están restringidas debido a la banda prohibida cero o cercana 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 estructura plegada [12], también ha recibido un auge de interés investigativo recientemente. Posee propiedades ópticas y electrónicas excepcionales, como anisotropía en el plano, banda prohibida ajustable dependiente del espesor [13], y alta densidad y movilidad de portadores [14]. En años recientes, en la región infrarroja, investigadores han investigado numerosas estructuras para mejorar la fuerza de interacción luz-BP en el metamaterial basado en BP [15,16,17]. No obstante, la resonancia plasmónica del absorbedor basado en BP es difícil de ajustar flexible y efectivamente, y normalmente sufren de tasa de absorción relativamente baja con nivel de dopaje moderado. Esto se atribuye a que la fuerza de resonancia en BP monocapa es bastante débil, limitando sus potenciales anisotrópicos. Así, absorbedores plasmónicos basados en grafeno-BP se han propuesto utilizando la hibridación de grafeno y BP para lograr absorción plasmónica fuerte y anisotrópica [18,19,20]. Sin embargo, los absorbedores basados en grafeno-BP reportados previamente generalmente requieren técnicas de fabricación relativamente complicadas o poseen banda de absorción única, impidiendo sus ulteriores aplicaciones para imagenado, biosensores y sistemas de comunicación.

En nuestro trabajo, un absorbedor infrarrojo dual-banda anisotrópico se propone numéricamente usando pares elípticos periódicos de grafeno-BP, que es de fácil fabricación. Se demuestra la ajustabilidad independiente de resonancia por tamaño geométrico y nivel de dopaje. Se trazan distribuciones de campo eléctrico para revelar el mecanismo físico. La tolerancia a ángulo de incidencia y sensibilidad a polarización también se ilustran.

Métodos

El absorbedor propuesto está compuesto por pares elípticos de grafeno-BP transversales y longitudinales depositados sobre una capa de SiO₂ como se muestra en Fig. 1. Una capa de nitruro de boro hexagonal (hBN) se inserta entre monocapa de grafeno y BP como espaciador aislante para prevenir transporte de portadores entre ellos y garantizar alta movilidad de portadores. Los parámetros de SiO₂ y hBN se obtienen de Ref. 21 y Ref. 22 respectivamente. Las simulaciones se realizan con COMSOL Multiphysics para investigar las propiedades dual-banda, basado en método de elementos finitos (FEM) en dominio de frecuencia. Aplicamos periodicidad de Floquet como condiciones de contorno en ambas direcciones x e y. Un puerto con excitación de onda infrarroja se establece sobre la superficie superior del dominio computacional, mientras que condición de contorno de conductor eléctrico perfecto (PEC) se establece en la superficie inferior. Mallas tetraédricas con densidad de malla controlada por usuario se aplican para todo el dominio.

Célula unitaria del absorbedor propuesto basado en pares elípticos de grafeno-BP. t_d y t son los espesores de la capa dieléctrica e aislante, respectivamente. a y b son el eje corto y largo de la elipse. P es la longitud lateral periódica de la célula unitaria cuadrada

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

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

Según Ec. 1, σ(ω) consiste en las contrapartes intrabanda y de interbanda, σ_intra y σ_inter. ω es la frecuencia angular, μ_c es el potencial químico, Γ es la tasa de dispersión, y T es la temperatura Kelvin. ħ, e, ξ, y k_B son la constante de Planck reducida, carga del electrón, energía del electrón y constante de Boltzmann, respectivamente.

En la región infrarroja, ya que el fotón incidente difícilmente puede excitar la transición de interbanda, la interacción luz-grafeno está dominada por la transición intrabanda. Particularmente, cuando μ_c ≫ k_B T, las fórmulas de Kubo pueden simplificarse aún más a Ec. 5:

Así, la conductividad superficial del grafeno depende de los valores de ω, Γ y μ_c. Aquí, Γ se asume como 0.3 meV y μ_c se asume como 0.7 eV según trabajo previo [25, 26].

Por otro lado, calculamos la conductividad superficial σ_j de BP con un modelo semi-clásico de Drude simple [27]:

donde n_s es la densidad de portadores relacionada con el nivel de dopaje. Elegimos n_s = 1.9 × 10¹³ cm⁻² y Γ_BP = 10 meV según referencia previa [16]. j es la dirección concernida, así σ_x y σ_y se determinan por la masa del electrón a lo largo de direcciones x e y, respectivamente. m_x y m_y pueden calcularse further por:

donde m_0 es la masa estándar del electrón, y Δ y a son la banda prohibida y longitud de escala para monocapa BP, respectivamente. Sustituyendo Ecs. 10–12 en Ec. 8 y Ec. 9, se puede obtener la masa del electrón a lo largo de direcciones armchair (x-) y zigzag (y-). La discrepancia entre ellas contribuye a la conductividad superficial anisotrópica de BP.

Resultados y Discusión

Para ilustrar la característica de absorción anisotrópica del absorbedor propuesto, primero simulamos y comparamos los espectros de absorción con capa individual de grafeno, capa individual de BP y pares grafeno-BP. Como se puede observar en Fig. 2a, la respuesta plasmónica del grafeno es isotrópica con dos picos de absorción obvios en 9.9 µm y 15.4 µm, independiente de la polarización. Por otro lado, aunque la resonancia plasmónica de BP es anisotrópica, su fuerza es bastante débil para incidencia TE (< 12.7 %) o TM (< 0.7 %). Combinando las ventajas de grafeno y BP, los pares grafeno-BP exhiben respuestas plasmónicas fuertes y anisotrópicas. Para incidencia TE, los dos picos de absorción están ubicados en 8.8 µm y 14.1 µm, con tasas de absorción mayores al 90 %. Para incidencia TM, las longitudes de onda de absorción máxima se desplazan a 9.5 µm y 15.4 µm, respectivamente. La relación de extinción de polarización se puede definir como PER = 10 × log(R₁/R₀), donde R₁ y R₀ denotan la reflectancia (R = 1-A, A representa la absorbancia) de diferentes polarizaciones a 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 tanto, el absorbedor propuesto puede utilizarse como polarizador reflectante dual-banda de alto rendimiento.

a Comparación de respuestas plasmónicas entre monocapa de grafeno (curva sólida azul y curva discontinua azul se superponen), monocapa BP y pares grafeno-BP, y espectros de absorción con diferentes a (b), b (c) y t_d (d). Los parámetros por defecto son a = 62 nm, b = 100 nm, t_d = 1.35 µm, t = 5 nm, y P = 250 nm, bajo incidencia normal

A continuación analizamos los espectros de absorción con diferentes configuraciones geométricas para demostrar la propiedad de absorción dual-banda ajustable en Fig. 2b–d. En Fig. 2b, los primeros picos de absorción tienen desplazamientos al rojo a medida que a aumenta de 42 a 52 nm para ambas polarizaciones, mientras que las segundas frecuencias resonantes permanecen casi inalteradas. Por otro lado, como se muestra en 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 polarización TE y TM. Por tanto, los picos de absorción dual pueden ajustarse independientemente variando la longitud del eje correspondiente en los pares elípticos de grafeno-BP. Además, el espesor de la capa dieléctrica también juega un papel crítico en el rendimiento del dispositivo propuesto, que actúa como resonador Fabry-Perot formado por la metasuperficie grafeno-BP y el sustrato PEC. Así, los espectros de absorción con diferentes t_d se trazan en Fig. 2d. A medida que t_d aumenta de 0.95 a 1.75 µm, los primeros picos de absorción para polarización TE y TM tienen una caída dramática, mientras que los segundos picos aumentan al principio luego disminuyen bruscamente. Como consecuencia, existe un espesor óptimo t_d que maximiza los picos de absorción dual del absorbedor propuesto.

Para elucidar la comprensión física, revelamos además las distribuciones de intensidad de campo eléctrico en diferentes longitudes de onda en Fig. 3. Para incidencia TE, el campo eléctrico está en la dirección armchair (x-). En el primer pico (λ = 8.8 µm), la luz infrarroja incidente puede excitar electrones en grafeno y BP a oscilar en dirección transversal, llevando a concentración de campo eléctrico en los extremos del eje corto de la elipse longitudinal como se muestra en Fig. 3a. En λ = 14.1 µm, el campo eléctrico localizado se realza en los extremos del eje largo de la elipse transversal. Por otro lado, incidencia TM con campo eléctrico en dirección zigzag (y-) puede excitar electrones a vibrar a lo largo de la dirección longitudinal en el pico de absorción de 9.5 µm, llevando a distribuciones de campo concentradas en los extremos del eje corto de la elipse transversal. Además, en λ = 15.4 µm, el realce de campo eléctrico se enfoca en los extremos del eje largo de la elipse longitudinal. Por tanto, las longitudes de onda de resonancia están directamente relacionadas con la longitud finita de oscilación de los dipolos inducidos en ambos pares elípticos transversales y longitudinales de grafeno y BP.

Distribuciones de intensidad de campo eléctrico en diferentes longitudes de onda para a, b TE y c, d TM polarización, donde a = 62 nm, b = 100 nm, t_d = 1.35 µm, t = 5 nm, P = 250 nm, bajo incidencia normal

Se puede ajustar el rendimiento de absorción dual-banda anisotrópica efectivamente variando las dimensiones geométricas como se demostró en Fig. 2b–d. Mientras tanto, las conductividades superficiales de grafeno y BP también pueden manipularse variando μ_c y n_s según fórmulas de modelo de grafeno y BP mencionadas arriba. μ_c y n_s representan el nivel de dopaje de grafeno y BP que puede alterarse tras la fabricación geométrica. Así, rendimientos del absorbedor propuesto con diferentes μ_c y n_s se representan en Fig. 4. Considerando la situación práctica, μ_c se elige entre 0.4 y 0.8 eV de trabajo previo verificado por experimentos [28]. En trabajo previo reportado [29], el valor teórico máximo para n_s de BP se demostró ser 2.6 × 10¹⁴ cm⁻², así un n_s moderado se elige entre 10¹³ cm⁻² y 10¹⁴ cm⁻² en la simulación. En Fig. 4a, cuando μ_c = 0.4 eV, el primer pico de absorción está ubicado en 10.9 µm y el segundo en 17.1 µm. A medida que 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. Similarmente para polarización 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 Fig. 4b. Para BP patternado individual, la longitud de onda de resonancia λ_p puede calcularse como λ_p ∝ √(L/n_s), donde L es la longitud de oscilación efectiva [27]. Así, si L se fija, los espectros de absorción exhiben un desplazamiento al azul obvio a medida que n_s aumenta para polarización TE como se traza en Fig. 4c. Para polarización TM, los picos de absorción también se desplazan ligeramente al azul a medida que n_s aumenta de 10¹³ cm⁻² a 10¹⁴ cm⁻² como se demuestra en Fig. 4d.

Espectros de absorción versus diferentes niveles de dopaje bajo incidencia normal: a y b para potenciales químicos variados de grafeno, c y d para densidades de portadores variadas de BP, a y c para polarización TE, y b y d para polarización TM, donde a = 62 nm, b = 100 nm, t_d = 1.35 µm, t = 5 nm, y P = 250 nm

En aplicaciones prácticas, se prefiere tolerancia de ángulos de incidencia amplios para absorbedores infrarrojos. Por tanto, los espectros de absorción bajo incidencias oblicuas se elaboran. En Fig. 5a, se observa que, para polarización TE, el primer pico de absorción permanece mayor al 80 % cuando θ aumenta a 52°, mientras que el segundo pico de absorción mantiene arriba 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 hace mayor. Para incidencia TM, cuando θ es menor a 62°, la tasa de absorción en el primer pico mantiene mayor al 90 %, mientras que la longitud de onda resonante se mantiene constante en λ = 9.5 µm como se muestra en Fig. 5b. Además, para la segunda resonancia, la absorción de pico permanece mayor al 80 % con θ hasta 60°, luego cae ligeramente con el aumento de θ. La excelente estabilidad angular origina de la característica común de 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 TM polarización y c varios ángulos de polarización bajo incidencia normal. Parámetros geométricos son los mismos que en Fig. 4

Espectros de absorción bajo incidencia normal con diferentes ángulos de polarización φ se presentan en Fig. 5c para investigar la dependencia de polarización del absorbedor propuesto. Asumimos el ángulo de polarización de polarización TE como 0°. Se puede ver en Fig. 5c que, a medida que φ aumenta de 0 a 90°, el espectro de absorción resulta ser el mismo que la polarización TM en Fig. 2a. Cuando 0° < φ < 90°, la incidencia excitará electrones en BP a oscilar en ambas direcciones armchair y zigzag debido a sus componentes x- e y- del campo eléctrico incidente. Consecuentemente, resonancias plasmónicas de superficie pueden inducirse simultáneamente en direcciones armchair y zigzag de BP.

Conclusiones

En conclusiones, hemos propuesto un absorbedor infrarrojo dual-banda anisotrópico consistente en elipses transversales y longitudinales periódicas de grafeno-BP. El PER máximo en cada resonancia puede alcanzar hasta 23 dB y 25 dB. Las resonancias duales anisotrópicas se atribuyen a los dipolos eléctricos inducidos ubicados en los extremos de ejes corto y largo. Al ajustar las longitudes de eje corto y largo, los primeros y segundos picos de absorción pueden ajustarse independientemente, respectivamente. Además, las bandas de absorción resonante también pueden ajustarse cambiando el nivel de dopaje correspondiente de grafeno y BP. Además, se logran altas tasas de absorción en ambos picos bajo incidencia oblicua para cualquier polarización. El absorbedor propuesto puede utilizarse como polarizador reflectante ajustable y sensor infrarrojo novedoso.

Disponibilidad de Datos y Materiales

Todos los datos están completamente disponibles sin restricción.

Abreviaturas

BP:

Fósforo negro

FEM:

Método de elementos finitos

hBN:

Nitruro de boro hexagonal

PEC:

Conductor eléctrico perfecto

TE:

Eléctrico transversal

TM:

Magnético transversal