Análisis de espectro completo de nanolasers de plasma superficial basados ​​en perovskita

Resultados y discusión

La nanocavidad propuesta exhibe un bajo umbral y un fuerte confinamiento modal, que se muestra en la Fig. 1a. Determinamos los modos de resonancia para investigar las características de la cavidad. Los perfiles modales de la nanocavidad con una perovskita NW en un SiO ₂ / Placa Ag se presentan en la Fig. 1. Demostramos que las vistas transversales del perfil del modo de resonancia | E | (b) en un antinodo del perfil a lo largo de la z -eje ( x - y plano), (c) en el medio del espacio delgado (debajo del NO) ( x - z plano), y (d) bisecando el NO ( y - z plano), respectivamente. Como se muestra en la Fig. 1b, el perfil del modo de cavidad está de hecho fuertemente confinado con las características del modo de hueco híbrido guiado. El patrón de resonancia ilustrado en la Fig. 1d revela las características tanto de los modos de fuga fotónicos NW (ancho por debajo de la dimensión de corte) como de las ondas de plasmón de superficie de propagación. Además de un patrón obvio de onda estacionaria a lo largo del eje largo ( z -dirección) representada en la Fig. 1c, la distribución lateral del modo (a lo largo de la x -dirección) definido por el pequeño NW de ancho de nanoescala también está suficientemente confinado, lo que coincide con las características del modo plasmónico.

Características de las guías de onda de perovskita híbrida plasmónica

Para investigar las características del láser plasmónico en la región de longitud de onda visible al infrarrojo cercano, la función dieléctrica de la versión híbrida de MAPbCl ₃ dopado con Br (MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ ) y MAPbBr ₃ dopado con I (MAPb (I _y Br _{1- años} ) ₃ ) fueron examinados. En la perovskita monocristalina MAPbX ₃ , las configuraciones electrónicas complejas se originan a partir de la hibridación de un grupo orgánico, estados catiónicos de plomo y aniónicos halógenos que provocan múltiples transiciones electrónicas. En la celosía de MAPbX dopado ₃ , los dopantes y vacantes, introducidos durante la reacción de intercambio iónico, pueden disminuir la calidad cristalina y manchar estados electrónicos discretos. Por lo tanto, en lugar de realizar cálculos rigurosos de la banda del primer principio [36] para revelar cada pico de absorción distinto en la relación de dispersión de la función dieléctrica, denotamos esa función dieléctrica ϵ como una función simple de la banda prohibida de la energía de emisión ( E _g ) de las perovskitas mixtas (MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ ) con varias composiciones de dopaje ( x ). Por tanto, se adopta la regla de Moss [37], \ (\ epsilon (x) =a + b \ sqrt {E_g (x)} \). La función dieléctrica ϵ está relacionado con la banda prohibida de la energía de emisión E _g de las perovskitas mixtas (MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ ) con composición de dopaje x . En la fórmula, la función dieléctrica ϵ ( x ) de perovskitas puras MAPbCl ₃ ( x =0) y MAPbBr ₃ ( x =1) en sus respectivas longitudes de onda de emisión correspondientes 425 y 555 nm [30] se utilizó para determinar las constantes de ajuste a y b . La banda prohibida de energía de las perovskitas puras se dedujo de las longitudes de onda de emisión. Luego obtuvimos la banda prohibida de energía de la perovskita mixta a partir de la relación \ ({E} _g ^ {\ mathrm {MAPb} {\ left ({\ mathrm {Br}} _ x {\ mathrm {Cl}} _ {1-x} \ right)} _ 3} (x) =\ left (1-x \ right) {E} _g ^ {\ mathrm {MAPb} {\ mathrm {Cl}} _ 3} + x {E} _g ^ {\ mathrm { MAPb} {\ mathrm {Br}} _ 3} \) [38]. Como se muestra en la Fig.2, el índice de refracción complejo ( n , k ) de MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ se deriva de la función dieléctrica, \ (n (x) + ik (x) =\ sqrt {\ epsilon (x)} \), en cada composición de dopaje x . Con el aumento en el contenido de Br, MAPb dopado (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ exhibe una banda prohibida de energía desplazada al rojo y emite en longitudes de onda más largas. Se aplicó el mismo procedimiento al derivar ( n , k ) de MAPb (I _y Br _{1- años} ) ₃ con I composición de dopaje y , como se muestra en la sección derecha de la Fig. 2. La mezcla de MAPbBr ₃ ( y =0) y MAPbI ₃ ( y =1), MAPb (I _y Br _{1- años} ) ₃ emite en longitudes de onda largas de 555 a 800 nm. Los índices de refracción de las perovskitas dopadas se muestran en la Fig. 2 y se utilizan en los siguientes cálculos. Los índices de refracción de las perovskitas puras MAPbCl ₃ , MAPbBr ₃ y MAPbI ₃ en las composiciones x =0, x =1 ( y =0) y y =1 son (2.2, 0.013), (2.30, 0.01) y (2.49, 0.0009). Emiten a longitudes de onda de 425, 555 y 800 nm, respectivamente.

Propiedades dispersivas del híbrido composicional MAPbX ₃ . Índices de refracción complejos ( n , k ) de perovskitas híbridas MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ (líneas verdes) y MAPb (I _y Br _{1- años} ) ₃ (líneas rojas) de varias composiciones ( x y y ) emitiendo en longitudes de onda sobre el espectro visible e infrarrojo. Índices de refracción de perovskitas puras MAPbCl ₃ , MAPbBr ₃ y MAPbI ₃ en las composiciones x =0, x =1 ( y =0) y y =1 son (2.2, 0.013), (2.30, 0.01) y (2.49, 0.0009). Están emitiendo a una longitud de onda λ =425, 555 y 800 nm

A continuación, estudiamos las características de los modos de brecha plasmónica fundamentales, que se forman por el acoplamiento entre modos guiados fotónicos con fugas (por debajo de la frecuencia de corte) de perovskita NW y ondas superficiales concentradas principalmente en la interfaz de brecha y metal. Como se ilustra en la Fig. 3, determinamos la pérdida modal y el factor de confinamiento [24] de los modos plasmónicos híbridos guiados para la guía de ondas:una perovskita mixta NW, MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ y MAPb (I _y Br _{1- años} ) ₃ de composición de dopaje x y y de 0 a 1 en el SiO ₂ / Ag, SiO ₂ / Al o SiO ₂ / Placa de Au de espesor de separación t _g en sus correspondientes longitudes de onda de emisión. Determinamos los modos guiados correspondientes a un amplio rango de longitudes de onda de emisión, de 425 a 555 nm para la perovskita MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ y de 555 a 800 nm para MAPb (I _y Br _{1- años} ) ₃ . En estos cálculos, los índices de refracción complejos de las perovskitas dopadas fueron ( n , k ) como se muestra en la Fig. 2. Los índices de refracción dispersiva de las capas metálicas, Al, Ag y Au, se adoptaron de datos de experimentos anteriores [39].

Pérdida modal y factor de confinamiento de modos guiados. un , c Pérdida modal y b , d factor de confinamiento de los modos de brecha plasmónica guiada en SiO fijo ₂ espesor del espacio, t _g =0 (líneas azules), 5 (líneas rojas) y 15 (líneas verdes) nm, correspondientes a la perovskita dopada en el espectro fotoluminiscente de λ =425 a 800 nm. La perovskita híbrida MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ Los WG en placas de Ag (líneas continuas) y Al (líneas de puntos) se calculan como se muestra en ( a , b ). Los de perovskita MAPb (I _y Br _{1- años} ) ₃ Los WG en las placas Ag (líneas continuas), Al (líneas discontinuas) y Au (líneas discontinuas) se resuelven en λ =555 a 800 nm como se muestra en ( c , d ). Las inserciones en ( b , d ) revelan los perfiles modales | E | de los modos de brecha plasmónica guiada en SiO ₂ -placas de Ag cubiertas de t _g =5 nm para las perovskitas dopadas de composiciones x =0 (círculo amarillo), x =0.58 (círculo rojo), y =0 (círculo naranja) y y =0.59 (círculo verde)

Con respecto a las perovskitas que emiten en longitudes de onda de 425 a 555 nm, la guía de onda plasmónica (WG) con el NW en la placa de Al exhibió una pérdida modal relativamente menor (como en la placa de Ag) cerca de las longitudes de onda cortas como se muestra en la Fig. 3a. Por lo tanto, las pequeñas pérdidas metálicas observadas en el modo híbrido en los WG en placas de Al no se observaron en las placas de Ag. Una razón fue que la frecuencia del plasmón superficial de perovskita / SiO ₂ / Ag estaba cerca de λ =425 nm y la de perovskita / SiO ₂ / Al estaba en la proximidad de longitudes de onda cortas. El confinamiento de la onda plasmónica cerca de la frecuencia del plasmón fue extremadamente fuerte debido a la resonancia de oscilación de carga. Por lo tanto, la absorción de energía electromagnética cercana fue alta. De lo contrario, para el WG con perovskita MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ con x cerca de 1 (que emite a longitudes de onda largas de colores verdes) en las placas de Al, la pérdida modal puede ser mayor que la de las placas de Ag. Además, determinamos el factor de confinamiento de los modos de brecha plasmónica guiada con un espesor de brecha fijo ( t _g =0, 15 y 30 nm). El fuerte confinamiento del perfil modal dentro del delgado espacio indicó una fuerte superposición con el metal, causando así una pérdida óhmica severa. Esto se controló aumentando el grosor del espacio. Los factores de confinamiento de WG de perovskita en placas de Ag fueron relativamente más altos que otros WG en placas de Al. Esto sugirió un fuerte confinamiento de los modos WG plasmónicos cerca del medio de ganancia en las placas Ag y una pequeña superposición con el entorno.

La superposición limitada de los modos guiados con metal conduce a una menor pérdida modal como se discutió anteriormente, porque la pérdida metálica es la única responsable de la pérdida modal en este esquema. Podemos observar que, como se muestra en la Fig. 3b, cuando la frecuencia de plasmón de Ag se acerca (alrededor de longitudes de onda cortas), los factores de confinamiento se vuelven más fuertes en el WG en las placas de Al. Para revelar el confinamiento de los modos de brecha plasmónica, calculamos los perfiles modales | E | de un MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ NW WG en la placa de Ag como se muestra en los recuadros de la Fig. 3b a longitudes de onda de 425 ( x =0) y 500 nm ( x =0.58) en t fijo _g de 5 nm. Para el WG en longitudes de onda más cortas, o alrededor del espesor mínimo t _g =0 nm, el acoplamiento entre el modo fotónico de nanocables y el modo plasmónico de superficie fue más fuerte, lo que condujo a un modo plasmónico altamente confinado (como se muestra en los gráficos con un círculo amarillo). Sin embargo, a longitudes de onda de emisión más largas de perovskita con una composición de dopaje más alta, las fuerzas de acoplamiento se vuelven más débiles. Los modos de brecha plasmónica revelaron menos intensidad dentro de la brecha, y una cantidad considerable de energía se esparce alrededor del medio circundante (como lo indica la imagen con un círculo rojo). La superposición limitada de los modos guiados con el metal condujo a una menor pérdida modal. La tendencia de la curva de pérdida modal disminuyó con el aumento del espesor de la brecha. En longitudes de onda más largas, similar al WG con espacios más gruesos, una fuerza de acoplamiento más baja da como resultado una fuerza de confinamiento más baja.

En WG con perovskitas híbridas que emiten a longitudes de onda de 555 a 800 nm, el esquema con MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ NO, la placa de Au puede no ser su medio plasmónico adecuado, como se infiere por la gran pérdida modal (en cuanto a la placa de Ag y Al) como se muestra en la Fig. 3c. La placa de Au exhibió un pico de absorción plasmónica a aproximadamente 520 nm. Por lo tanto, la pérdida de metal intrínseca aumenta cuando se acerca a las longitudes de onda plasmónicas. Sin embargo, la estabilidad química superior convierte al Au en un candidato preferido para explorar las propiedades plasmónicas en dispositivos fotónicos, especialmente en longitudes de onda de color rojo y naranja. La parte imaginaria del índice de refracción de Ag era más pequeña que la de Al en esta región de longitud de onda. A aproximadamente 550 nm de longitud de onda, la pérdida de metal dominó la pérdida modal. Independientemente de si el espacio era delgado o grueso, la correspondiente pérdida modal de Al fue mayor que la de Ag como se muestra en la Fig. 3c. La figura 3d muestra que los factores de confinamiento de tres WG con espacios más gruesos son similares en longitudes de onda más largas. La tendencia de las curvas del factor de confinamiento y las características de los perfiles modales ilustradas en la Fig. 3d se ven afectadas por las fuerzas de acoplamiento; de una manera similar a la explicación de la Fig. 3b antes mencionada. Para investigar los modos resonantes en las cavidades basados ​​en estos modos fundamentales de brecha plasmónica, que es el más probable de emitir láser, determinamos las ganancias del umbral de transparencia en cada caso, como se presenta en la Fig. 4.

Ganancias del umbral de transparencia de los modos de brecha plasmónica híbrida fundamental. En las estructuras con perovskitas híbridas, a MAPb (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ NW en SiO ₂ -placas recubiertas de Ag y Al b MAPb (I _y Br _{1- años} ) ₃ NO de varias composiciones sobre SiO ₂ placas recubiertas de Al, Ag y Au, correspondientes a diferentes longitudes de onda de emisión de perovskita, respectivamente. En el espesor mínimo del espacio t _g =0, las ganancias del umbral de transparencia de los modos plasmónicos en las placas Ag son 18470.5 y 6259.1 indicadas por las estrellas negras en ( a ) en λ =425 nm y ( b ) en λ =555 nm

Umbral de rendimiento del nanolaser de perovskita híbrida plasmónica

Evaluamos las ganancias del umbral de transparencia utilizando el factor de confinamiento y la pérdida modal de cada WG para comparar las propiedades de resonancia en las nanocavidades de varios metales y espesores de brecha. El umbral de transparencia se define como la relación entre la pérdida modal y el factor de confinamiento [24]. Como se muestra en la Fig. 4a, Ag exhibe factores de confinamiento superiores y umbrales de transparencia para cada MAPb de perovskita (Br _x Cl _{1- x} ) ₃ WG en su correspondiente longitud de onda de emisión. El grosor óptimo de las cavidades con el umbral más bajo debería ser el caso mínimo de t _g =0. Por ejemplo, como mínimo t _g =0, las ganancias del umbral de transparencia de los modos plasmónicos en placas de Ag fueron 18470.5 y 6259.1 indicadas por las estrellas negras en la Fig. 4a en λ =425 nm y Fig. 4b en λ =555 nm, respectivamente. Estos valores fueron ligeramente inferiores a los de otros espesores de holgura. El modo plasmónico híbrido formado por acoplamiento directo al modo plasmón superficial exhibe en última instancia campos confinados. Sin embargo, el perfil modal adecuado para que los reflectores finales reflejen completamente a menudo no es el perfil extremadamente confinado. Además, la capa de oxidación se forma comúnmente durante el proceso de deposición, pero una capa de oxidación puede formarse inexorablemente con el tiempo. Con respecto a la capa de oxidación de espesor limitado en la placa de Ag, el umbral era relativamente bajo cuando el espesor era aproximadamente de 5 a 7 nm. En las longitudes de onda cercanas a 425 nm, el umbral de ganancia de transparencia de la perovskita WG en Al fue ligeramente más bajo que en Ag, como resultado de una menor pérdida de material y una superposición sustancial con la región con pérdidas. A partir de las discusiones sobre los factores de confinamiento y pérdida modal y los resultados ilustrados en la Fig.3, no es difícil anticipar los umbrales más bajos de las cavidades en las placas de Ag con perovskitas dopadas que emiten en longitudes de onda largas de colores naranja y rojo o espectros infrarrojos, como se muestra en la Fig. 4b. El umbral era considerablemente alto en las cavidades de Au debido a la absorción de material relativamente grande. Aunque el Al es de bajo costo y exhibe una tendencia limitada a formar una capa de oxidación medible, aún puede funcionar como un excelente medio plasmónico en estos esquemas incorporados de perovskita dopada porque corresponde a umbrales de transparencia tolerables y es menos sensible al espacio. espesor y composición de dopaje, como se muestra en la Fig. 4a, b. Por lo tanto, Ag es la mejor opción como medio plasmónico para investigar el proceso de láser de perovskita relacionado con metales, aunque es necesario recubrirlo con una capa de oxidación. Un dieléctrico de índice bajo (capa de oxidación) de aproximadamente 5 a 10 nm de espesor puede sostener modos de brecha plasmónica guiada; esta capa de separación puede resultar en una reflexión adecuada en las facetas finales para reducir la pérdida de espejo no deseada.

Después de determinar la distribución espacial de los perfiles modales como se muestra en la Fig. 1b-d, estimamos el factor de calidad, Q usando Re [ f _r ] / 2 Soy [ f _r ], donde f _r es la frecuencia propia compleja del modo resonante obtenido utilizando el 3D FEM. Comparamos estos valores estimados de Q -factor de los modos de resonancia en las cavidades obtenido utilizando tres perovskitas (MAPbX ₃ ; X:Cl, Br e I) en SiO ₂ -placas de Ag y Al recubiertas con un espesor de separación fijo t _g de 7 nm. Para una comparación justa, la longitud de la cavidad L se estableció en cuatro longitudes de onda efectivas (4 λ / Re [ n _ef ]) en el λ correspondiente , donde Re [ n _ef ] es el índice modal efectivo de modos guiados en cada caso. Concluimos que debido a la gran pérdida de material intrínseco de Al en el espectro visible, el Q -factores de las cavidades en las placas de Al no fueron comparables a las placas de Ag. El Q -factor fue ciertamente mayor en la cavidad en la longitud de onda λ cerca de 425 nm. Sin embargo, fue menos capaz de confinar el modo plasmónico híbrido dentro de la región de ganancia cerca de los espacios delgados, como lo indica el factor de confinamiento. Por lo tanto, la comparación de Q -factores también sugirieron que se prefiere Ag en el esquema plasmónico incorporado de perovskita en el espectro visible. Por lo tanto, la pérdida por dispersión de las facetas finales puede no ser el factor dominante que degrada el rendimiento de las cavidades. Como lo indican las ganancias de umbral de transparencia más bajas como se muestra en la Fig. 4b, los modos de resonancia en la placa de Ag cercanos a 800 nm revelaron potencialmente un valor relativamente alto de Q -factor, que indica potencial en aplicaciones futuras relacionadas con el acoplamiento y la biodetección de excitón-fotón mejorados con plasmones.

Se midió la fotoluminiscencia dependiente de la potencia para resolver los espectros de emisión y registrar la potencia láser en varias entradas de bombeo, como se muestra en la Fig. 5. Los espectros de emisión de la cavidad con un MAPbBr ₃ NO en el SiO ₂ -placas de Ag cubiertas se presentan en la Fig. 5a. Luego se ajustaron los picos de emisión en el espectro para obtener la curva luz-luz (L-L) de MAPbBr ₃ nanolaser. En los espectros de emisión, la potencia de salida aumenta drásticamente a una potencia de bombeo superior al umbral (aproximadamente a una potencia media de 1,62 μW); el cambio brusco también se observó en las correspondientes curvas L-L como se muestra en la Fig. 5b. Una vez que la potencia de bombeo es superior al umbral láser, el ancho de línea de emisión de pico único de la salida láser disminuye de 7,6 nm a aproximadamente 0,5 nm. Las señales de salida se recopilaron de las facetas del extremo NW. El umbral de potencia es un orden de magnitud menor que el del nanoláser de ZnO NW en la placa de Ag. Posibles razones podrían ser la ganancia de material superior proporcionada por MAPbBr ₃ que la del ZnO y la menor pérdida interna a 550 nm que a 370 nm [35]. Además, los láseres de plasmón de perovskita NW [26, 27, 28] revelan varios umbrales a diferentes temperaturas. Para operar con fuertes poderes de bombeo a temperatura ambiente mientras se mantiene el rendimiento de los dispositivos sin ablación severa del material y degradación térmica, la estabilidad térmica [40] y la calidad del cristal [41] de perovskita NW podrían ser los parámetros clave a mejorar. Las características deseables, como el umbral bajo y el ancho de línea estrecho, amplían las aplicaciones potenciales en futuros dispositivos fotónicos activos en miniatura.

Characteristics of lasing. un Representative emission spectra for pumping power below (1.4 μW), near (1.62 μW), and above (3.43 μW) the lasing threshold. b L-L curves (red circles) and evolution of linewidths of dominant peaks with increasing pumping intensity power (blue circles) of the MAPbBr₃ NW plasmon nanolaser on SiO₂ -covered Ag plates