Mencapai Penyerapan Hampir Sempurna dalam Strukturan Grafin-Loh menggunakan Interferensi Plamonik

Abstrak

Interferensi konstruktif antara mode plamonik terang dan gelap menghasilkan efek penyerapan yang diinduksi plamonik (PIA). Di sini, kami secara teoritis menyelidiki efek PIA, yang direalisasikan oleh interferensi konstruktif antara mode resonansi Fabry-Perot (F-P) dan mode quasi-guided grafin. Simulasi numerik mengungkapkan setidaknya tiga keuntungan struktur kami dibandingkan dengan yang sebelumnya. Pertama, rasio kepunahan dapat mencapai ~ 99,999%, menghasilkan angka kelayakan* (FOM*) yang sangat tinggi hingga 10⁶. Kedua, intensitas efek PIA yang mencolok ini dapat dioptimalkan dengan menyesuaikan jarak pengaitan. Ketiga, frekuensi resonansi dapat dengan mudah disesuaikan dengan menyesuaikan level Fermi grafin. Sistem ini mungkin memiliki aplikasi potensial dalam switching optik dinamis dan sensing biokimia.

Latar Belakang

Plamonik telah menarik perhatian luas karena sifat luar biasa [1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15] dan potensi besar dalam banyak bidang, termasuk fotonika terintegrasi, sensing bio, penangkapan energi, dan fotodeteksi. Baru-baru ini, fenomena plamonik baru, yang dikenal sebagai spoof surface plasmons (SSPs), telah diamati, yang dapat menyebar melalui logam berlubang dan mengatasi batas difraksi [16]. SSPs kemudian dieksplorasi di rentang THz, mikrogelombang, dan frekuensi lebih rendah [17,18,19], dan sejumlah perangkat sub-panjang gelombang yang sangat dalam berdasarkan SSPs telah diusulkan dan ditunjukkan [20, 21]. Namun, aplikasi perangkat seperti ini sangat terhambat oleh tingkat redaman SPP yang tinggi. Salah satu solusi untuk masalah ini adalah medium transparansi yang diinduksi plamonik (PIT) buatan [22], yang memiliki jendela transparansi yang tajam dalam spektrum serapan yang luas. Efek PIT terutama bergantung pada pengaitan elemen radiatif dan elemen subradiatif, yang telah banyak dipelajari [23,24,25]. Fenomena serupa, penyerapan yang diinduksi plamonik (PIA), juga telah ditunjukkan baru-baru ini, yang berasal dari interferensi konstruktif dari mode plamonik terang dan gelap [26]. Resonansi PIA [27, 28] dapat menunjukkan efek cahaya cepat yang luar biasa, yang memiliki aplikasi potensial dalam switching dan pemrosesan optik.

Namun, perangkat tradisional berdasarkan efek PIA dari struktur logam sulit atau tidak mungkin untuk mendapatkan dapat disesuaikan, yang secara serius membatasi aplikasinya. Grafin [29, 30], dikenal karena semi-logamnya, mobilitas yang tinggi, dan dapat disesuaikan tinggi, dapat menjadi kandidat bahan yang sangat baik untuk perangkat plamonik inframerah yang dapat disesuaikan. Dalam kertas ini, kami menyelidiki efek PIA yang dapat disesuaikan, yang dicapai oleh interferensi konstruktif dari mode resonansi F-P dan mode quasi-guided yang didukung oleh gerakan perak periodik dan grafin lapisan tunggal, masing-masing. Ditemukan bahwa kekuatan resonansi dan lebar garis sangat bergantung pada jarak pengaitan. Juga ditunjukkan bahwa rasio kepunahan dapat mencapai ~ 99,999%. Rasio kepunahan didefinisikan sebagai 1−R−T, di mana R dan T adalah refleksi dan transmitansi, masing-masing. Ini cukup 1−R dalam sistem kami karena transmitansi di sini adalah 0. Akibatnya, FOM* yang sangat tinggi hingga 10⁶ dalam sistem grafin/logam dapat dicapai dan frekuensi resonansi dapat disesuaikan secara dinamis dengan menyesuaikan tegang gerbang grafin. Sifat unggul ini dapat diterapkan dalam sensing biokimia dan switching optik dinamis.

Metode

Skematis struktur kami ditampilkan pada Gambar 1, yang terdiri dari grafin lapisan tunggal dan lapisan isolasi Al₂O₃ di atas perak bergerakan. Ketebalan Al₂O₃ adalah g. Sistem diiluminasi oleh gelombang datar insiden normal dengan polarisasi transversal magnetik (TM). Parameter struktural lainnya dinyatakan sebagai berikut: d adalah kedalaman gerakan perak; w adalah lebar gerakan perak; P adalah periode sel unit. Di daerah inframerah tengah, pemburuan intra-band mendominasi dalam grafin yang sangat didoping, dan konduktivitinya mengambil bentuk Drude σ_g = ie²E_F/[πħ²(ω+iτ⁻¹)]. Waktu relaksasi elektron dinyatakan sebagai τ = μE_F/eυ_F², di mana υ_F = c/300 adalah kecepatan Fermi, E_F adalah energi Fermi dan μ = 10 m²/Vs adalah mobilitas DC grafin [25, 31, 32]. Dalam simulasi waktu-domain selisih hingga (FDTD), konstanta optik untuk perak dan Al₂O₃ dari ref. [33] dan ref. [34]. Kondisi batas periodik digunakan untuk mensimulasikan struktur sel unit periodik tak hingga. Untuk kesederhanaan, kami mengasumsikan material di wilayah di atas lapisan grafin adalah vakum (ε₀ = 1).

Hasil dan Pembahasan

Kami mensimulasikan spektrum refleksi gerakan perak dengan w = 100 nm, P = 250 nm, d = 2000 nm, dan hasilnya ditampilkan pada Gambar 2a (kurva merah). Lubang lebar dapat diamati di sekitar 28 THz, dengan rasio kepunahan sekitar 44% dan faktor Q sekitar 0,8, yang disebabkan oleh resonansi F-P yang diinduksi oleh SSP yang diangsatkan oleh cahaya insiden [19]. Resonansi ini memiliki rentang pita resonansi yang luas sehingga mode resonansi dapat berfungsi sebagai mode superradiant dalam sistem PIA kami. Kemudian, kami menghitung spektrum refleksi lembar grafin dengan kondisi batas logam di dasar area simulasi, dengan level Fermi E_F = 0,3 eV, seperti ditampilkan pada Gambar 2a (kurva biru). Spektrum refleksi menunjukkan bahwa resonansi plamon grafin tidak dapat langsung diangsatkan oleh insiden pada frekuensi ini. Untuk mensimulasikan dan mengoptimalkan mode plamon yang didukung oleh grafin, kami pertama-tama mensimulasikan mode resonansi yang didukung oleh grafin. Untuk menghilangkan dampak potensial dari resonansi F-P gerakan perak, kami mengasumsikan gerakan terbuat dari silikon alih-alih perak. Spektrum refleksi struktur dihitung untuk E_F = 0,3 eV dan periode sel unit P yang berbeda dan ditampilkan pada Gambar 2b. Lubang refleksi pada frekuensi resonansi f = 32,84 THz dapat diamati untuk P = 250 nm dengan faktor Q sekitar 304. Resonansi Q tinggi dengan pita resonansi sempit dapat berfungsi sebagai mode subradiant (gelap) dalam sistem PIA kami. Lubang refleksi disebabkan oleh resonansi mode quasi-guided plamonik dalam grafin dengan insiden normal [35] karena gerakan dapat menyelaraskan ketidakcocokan vektor gelombang berdasarkan kondisi pencocokan fase m-th [36, 37]

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

di mana k_x = k₀sinθ, k₀ = 2π/λ adalah vektor gelombang dalam ruang bebas, θ adalah sudut antara cahaya insiden dan arah y, n_eff adalah indeks refraksi efektif dari mode gelombang TM dalam grafin, dan G_x adalah vektor jaringan resiprok dari grating (G_x = 2π/P). Dalam pembahasan selanjutnya, sudut cahaya insiden arah nol (θ = 0°). Situasi untuk sudut insiden lainnya dibahas di Berkas tambahan 1. Posisi lubang refleksi ini sesuai dengan frekuensi resonansi dari mode quasi-guided dalam grafin, seperti ditampilkan pada Gambar 2b. Hasil simulasi sesuai dengan Eq. (1), di mana m = 1 dan indeks refraksi efektif, sekitar 33, diperoleh oleh solusi FDTD, seperti ditampilkan pada Gambar 2c. Distribusi medan listrik E_x dari mode F-P dan mode quasi-guided grafin telah ditampilkan pada Gambar 2d. Perlu dicatat bahwa pengawetan energi dari mode SSP yang dipertahankan oleh permukaan gerakan silikon dapat diabaikan dibandingkan dengan mode quasi-guided grafin.

Dalam situasi pengaitan, dua eigenmode akan sangat terpaut ketika mereka mendekati satu sama lain, dan oleh karena itu spektrum refleksi akan berubah secara dramatis. Lubang refleksi yang sempit dengan penyerapan yang ditingkatkan dan rasio kepunahan sekitar 99,97% diamati di atas lubang refleksi yang lebih lebar, seperti ditampilkan pada Gambar 3a. Saat meningkatkan jarak vertikal g, pengaitan medan dekat dan mode quasi-guided menjadi lebih lemah, karena modulasi lubang refleksi menjadi lebih kecil. Ada dua cara yang mungkin menyebabkan lubang refleksi lebih kecil yaitu pengaitan yang lebih lemah dan penguatan mode quasi-guided yang lebih lemah. Oleh karena itu, kami menggunakan model osilator terpaut untuk secara kuantitatif memahami sistem PIA [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)

Di mana \( {\tilde{a}}_{1,2}={a}_{1,2}\left(\omega \right){\mathrm{e}}^{i\omega t} \), ω₁,₂ dan γ₁,2 adalah amplitudo waktu-harmonik, frekuensi resonansi, dan konstanta redaman dari mode terang dan mode gelap, masing-masing. b adalah koefisien pengaitan yang mengukur seberapa kuat mode terang terpaut dengan medan listrik insiden. \( \tilde{\kappa}=\kappa {e}^{i\varphi} \) adalah parameter pengaitan kompleks, yang diperkenalkan untuk mengekspresikan efek penahanan fase. φ adalah pergeseran fase, yang adalah koefisien kunci untuk menentukan bentuk interferensi antara dua jalaman koheren. Saat φ = 0 adalah parameter nyata dan perilaku tipikal efek PIT dapat diamati, dan interferensi antara dua jalaman koheren adalah destruktif. Untuk φ = π/2 adalah parameter imajiner murni dan interferensi antara dua jalaman koberen dikonversi dari destruktif menjadi konstruktif [26]. Serapan sistem dapat dihitung sebagai energi yang disipasi berdasarkan rumus (2), yaitu

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

Kemudian, kami mencocokkan spektrum penyerapan numerik dengan Eq. (3) untuk g yang berbeda, yang telah ditampilkan pada Gambar 3b (kurva merah). Hasil simulasi sesuai dengan hasil pemodelan analitis berdasarkan model osilator terpaut, yang sangat mengonfirmasi prinsip desain perangkat PIA kami. Parameter fitting κ, φ, γ₁, dan γ₂ telah ditampilkan pada Gambar 4a–c. Peningkatan g menghasilkan penurunan parameter pengaitan κ, seperti ditampilkan pada Gambar 4a. Saat pengaitan secara bertahap berkurang (meningkatkan g), fase φ tidak berubah, dan γ₂ secara bertahap menurun sementara γ₁ sedikit berubah seperti ditampilkan pada Gambar 4b, c. Parameter pengaitan κ melebihi konstanta redaman mode gelap γ₂ untuk jarak celah minimum, yang mengonfirmasi bahwa pengaitan dari mode terang ke mode gelap lebih kuat daripada proses disipasi dalam lembar grafin.

Untuk mensimulasikan interferensi konstruktif antara mode terang dan gelap, kami menyelidiki evolusi medan magnet struktur dengan waktu, dan dua monitor H_z ditempatkan 3 nm dari pusat grafin dan 1000 nm dari dasar gerakan perak, masing-masing. Perbedaan fase osilasi antara kedua mode adalah 0,5π, sebagaimana ditunjukkan pada Gambar 5a. Distribusi medan magnet pada waktu yang berbeda dihitung pada frekuensi resonansi PIA f_q = 32,5 THz, di mana ω_qt₁ ~ 2,00π dan ω_qt₂ ~ 2,50π, sebagaimana ditunjukkan pada Gambar 5b, c. Maksimum medan magnet di gerakan perak dapat diamati untuk 2,00π sementara medan magnet di grafin mencapai maksimumnya untuk 2,50π, yang mengindikasikan pengaitan luar fasa antara dua struktur. Oleh karena itu, evolusi dan pembentukan resonansi ditentukan oleh interferensi konstruktif [39].

Dalam aplikasi praktis, pita refleksi yang sempit dan rasio kepunahan yang tinggi sangat diinginkan. Untuk mencapai kedua kondisi ini, kita dapat menyesuaikan periode sel unit P dan kedalaman gerakan perak d untuk mengoptimalkan parameter struktural kami. Setelah menghitung spektrum refleksi dari parameter struktural yang berbeda P dari 1900 hingga 2100 nm dan d dari 245 hingga 265 nm dengan FDTD, kami mendapatkan rasio kepunahan yang sangat tinggi ~ 99,999% pada P = 254 nm dan d = 1980 nm. Spektrum refleksi perangkat PIA di bawah lingkungan indeks refraksi yang berbeda ditampilkan pada Gambar 6a. Kemampuan sensing didefinisikan sebagai [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)

di mana f dan I adalah frekuensi resonansi dan intensitas spektral, masing-masing. Saat mengukur intensitas refleksi sensor, kemampuan sensitivitas sensor dapat diukur oleh nilai FOM*. Semakin tinggi nilainya, semakin tinggi sensitivitas sensor. Dari Gambar 6 a, kita dapat mendapatkan S = 11,2 THz/RIU dan FOM sekitar 94,1, dengan lebar garis setengah maksimum (FWHM) sekitar 30 nm (0,12 THz). FOM ini lebih besar dari nilai dalam penyerap meta-material berdasarkan resonansi jaringan permukaan. Juga, sensor PIA kami dapat menghasilkan nilai FOM* yang sangat tinggi 3,5 × 10⁶, sebagaimana ditunjukkan pada Gambar 6b. Kami membandingkan performa sensor yang baru-baru ini dipelajari di Berkas tambahan 1: Tabel S1.

Dalam sistem PIA, grafin memainkan peran kunci lainnya. Modulasi frekuensi resonansi dapat dicapai dengan menyesuaikan tegang gerbang untuk menyesuaikan level Fermi grafin. Spektrum yang disimulasikan ditampilkan di Berkas tambahan 2: Gambar S1 dan 3: Gambar S2. Kontrol aktif pergeseran frekuensi resonansi PIA bermakna untuk sensor atau penyerap.

Kesimpulan

Secara ringkasan, kami telah secara numerik menunjukkan penyerapan sempurna yang diinduksi oleh interferensi konstruktif antara mode resonansi F-P dan mode quasi-guided plamonik grafin. Dengan perkenalan mode quasi-guided plamonik grafin, kami mendapatkan garis spektral dengan lebar garis yang lebih sempit dari mode resonansi F-P gerakan perak. Saat jarak g secara bertahap ditingkatkan, kekuatan resonansi dan lebar garis akan berkurang. Untuk aplikasi, FOM* dalam sistem kami dapat mencapai 10⁶. Selain itu, jendela penyerapan dapat disesuaikan dengan mengubah parameter geometris dan level Fermi grafin. Hasil ini dapat memberikan cara baru menuju realisasi kontrol spektral dinamis skala nano inframerah tengah dan sensor optik ultra-sensitif.

Ketersediaan Data dan Bahan

Semua data yang dihasilkan atau dianalisis selama studi ini termasuk dalam artikel ini yang diterbitkan [dan berkas informasi pendukungnya].

Singkatan

FDTD:

Waktu-domain selisih hingga

FOM*:

Angka kelayakan*

F-P:

Fabry-Perot

FWHM:

Lebar garis setengah maksimum

PIA:

Penyerapan yang diinduksi plamonik

PIT:

Transparansi yang diinduksi plamonik

Q factor:

Faktor kualitas

SSPs:

Spoof surface plasmons

TM:

Transversal magnetik