그래핀이 탑재된 메타물질 흡수체는 중적외선 영역에서 조사됩니다. 빛-그래핀 상호작용은 십자형 슬롯을 통한 결합 공진 덕분에 크게 향상됩니다. 흡수 피크는 페르미 준위가 증가함에 따라 상당한 청색 편이를 보여 흡수 장치에 대한 광범위한 조정 가능성을 가능하게 합니다. 간단한 회로 모델은 이러한 변조 동작을 잘 설명하고 예측합니다. 우리의 제안은 스위칭, 감지, 변조 및 생화학적 감지와 같은 다양한 영역에서 응용 프로그램을 찾을 수 있습니다.
<섹션 데이터-제목="배경">플라즈몬 메타물질(PM) 흡수체는 깊은 파장 이하 규모에서 금속 나노구조와 함께 작동합니다. 특정 파장에서 완벽한 흡수를 달성하고 맞춤화할 수 있으므로 발광기/검출기, 센서, 광열 요법, 광학-기계적 상호 작용 및 초분광 이미징을 포함한 다양한 응용 분야로 이어집니다. [1,2,3,4,5,6,7 ]. PM 흡수기는 또한 조정 가능한 특성을 가진 새로운 기능 장치를 설계하기 위한 유망한 플랫폼을 제공합니다. 액정, 반도체 또는 상 변화 물질과 같은 구성 요소를 도입함으로써 광학 응답은 전기, 광학 또는 열적으로 변조될 수 있습니다[8,9,10,11,12,13]. 이는 새로운 유형의 변조기, 스위치를 가능하게 합니다. 및 다중 스펙트럼 검출기.
가장 최근에 그래핀은 플라즈몬 물질로서 고속 변조 능력과 조정 가능성으로 인해 상당한 주목을 받고 있다[14,15,16,17,18,19,20]. 특히 그래핀 전도도는 페르미 준위(E F ) 수 나노초 내에서 바이어스 전압을 통해 지속적으로 조정할 수 있어 근적외선 및 중적외선 영역에서 높은 변조 속도를 가능하게 합니다[17, 19,20,21,22,23,24]. 그러나 단일 그래핀 층은 원자적으로 두꺼울 뿐이므로 입사광과 플라즈몬 공명의 상호 작용은 매우 약합니다. 그리고 이 상호작용은 대역간 전이의 Pauli 차단으로 인해 중적외선 영역에서 더욱 약해집니다[22]. 결과적으로 파장 튜닝 범위와 변조 깊이가 상당히 제한됩니다. 파장 이동은 일반적으로 공진 파장의 10% 미만이며[21, 22, 25,26,27,28], 이는 여전히 광통신 및 광대역 스펙트럼 검출의 실제 적용에 대한 도전입니다. 따라서 효율적인 전기광학 변조를 위해서는 그래핀과 빛의 상호작용이 크게 강화되어야 한다. 이전 연구에서 일부 진전이 있었습니다. 나노 안테나 및 분할 링 공진기[19, 21, 22, 25, 27, 28]와 같은 복잡한 나노 구조의 설계를 기반으로 그래핀-광 상호 작용의 향상이 이론적 및 실험적으로 입증되었습니다. 그러나 이러한 설계는 일반적으로 복잡하거나 극성에 따라 달라지며 작동 주파수 범위가 상대적으로 작고 조정 가능성이 여전히 제한적입니다.
이 작업에서 우리는 9 ~ 14 μm의 변조 범위를 갖는 그래핀이 장착된 흡수체를 제안했으며, 이는 생화학적 감지 및 열화상과 같은 응용 분야에 큰 관심을 보였습니다[5, 29,30,31]. 십자형 슬롯 내부의 결합 공명은 전기장에 대해 4차 향상을 제공하여 그래핀-광 상호 작용을 강력하게 강화하고 중심 파장에서 최대 25%의 이동을 초래합니다. 또한 전압 및 기하학적 매개변수에 의해 제어되는 그래핀 유도 변조를 잘 설명하고 예측하는 간단한 LC 회로 모델을 제안합니다. 이러한 광범위한 조정 가능성은 많은 응용 분야에서 유망할 것입니다.
도 1a에 도시된 바와 같이, 패터닝된 금속 패치는 유전체 스페이서에 의해 분리된 금속 기판 상에 Λ =8 μm의 주기로 배열된다. 패치와 스페이서 사이에 그래핀 샌드위치의 단일 층. 기판이 매우 두껍고 반사 거울 역할을 합니다. 스페이서 층의 두께는 t입니다. d =520 nm이고 금속 패치의 두께는 t입니다. m =100 nm. 그림 1b는 하나의 단위 셀의 평면도를 보여줍니다. 편광 독립성을 지원하기 위해 두 개의 서브 유닛이 대각선 대칭으로 배열됩니다. 십자 모양의 슬롯이 각 정사각형 패치에 에칭되어 4개의 작은 동일 부분으로 나뉩니다. S의 작은 동일 사이즈 1 그리고 S 2 나는 1 =1.5 μm 및 l 2 =1.7 μm, 각각. 두 하위 단위의 슬롯 너비는 a입니다. =20 nm. 우리의 연구에서 금속 재료는 금(Au)으로 선택되며 광학 특성은 \( \varepsilon \left(\omega \right)=1-{\omega}_p^2/\left의 Drude 모델에 의해 설명됩니다. (\오메가 \left(\omega +\tau \right)\right) \) with ω p =1.369 × 10 16 Hz 및 τ =1.224 × 10 14 헤르츠[32]. 유전체 스페이서는 광학 지수가 n인 황화아연(ZnS)으로 구성됩니다. =2.2 중적외선 영역에서 무시할 수 있는 손실[33].
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아 제안된 그래핀 로딩 메타물질의 개략도. 각 서브유닛의 십자형 슬롯은 편광 의존성 없이 그래핀-광 상호작용을 크게 향상시킬 수 있습니다. ㄴ 한 기간의 구조의 평면도입니다. 패치 크기가 다른 두 개의 하위 단위가 대각선으로 배열되어 있습니다.
유한 차분 시간 영역(FDTD; Lumerical FDTD Solutions) 방법은 반사 스펙트럼 및 전자기장 분포를 계산하는 데 사용됩니다. 시뮬레이션은 x의 주기적인 경계 조건으로 수행됩니다. 그리고 y z의 방향 및 완벽하게 일치하는 레이어 조건 지도. 단일 그래핀 층은 표면 전도성 접근법에 의해 2차원 구조로 모델링됩니다[34]. 그래핀 층의 표면 전도도 σ g , 대역간 항 σ 포함 인터 그리고 대역내 항 σ 인트라 , Kubo 공식[35]으로 계산할 수 있습니다.
$$ {\displaystyle \begin{array}{l}{\sigma}_{\mathrm{g}}\left(\omega, {E}_{\mathrm{F}},\Gamma, T\right) ={\sigma}_{\mathrm{intra}}+{\sigma}_{\mathrm{inter}}\\ {}=\frac{-{ie}^2}{\pi {\mathrm{\hslash }}^2\left(\omega +i2\Gamma \right)}\underset{0}{\overset{\infty }{\int }}\xi \left(\frac{\partial {f}_d\left (\xi \right)}{\partial \xi }-\frac{\partial {f}_d\left(-\xi \right)}{\partial \xi}\right) d\xi +\frac{ie ^2\left(\omega +i2\Gamma \right)}{\pi {\mathrm{\hslash}}^2}\underset{0}{\overset{\infty }{\int }}\xi \left (\frac{f_d\left(-\xi \right)-{f}_d\left(\xi \right)}{{\left(\omega +i2\Gamma \right)}^2-4{\left (\xi /\mathrm{\hslash}\right)}^2}\right) d\xi \end{배열}} $$ (1)여기서 e 그리고 ξ 는 전자의 전하와 에너지, ℏ는 환원된 판자의 상수, ω 각 주파수, \( {f}_d\equiv 1/\left({e}^{\left(\xi -{E}_F\right)/{k}_BT}+1\right) \)는 Fermi-Dirac 분포로, T 절대 온도, Γ 산란율, k 나 는 볼츠만 상수이고 E F 페르미 준위이다. 우리의 계산에서 T =300 K 및 Γ =10 meV [28]. 그래핀 층 근처의 메쉬 크기는 0.25 nm이고 슬롯에서 2.5 nm입니다. 그래핀의 유효 유전율은 다음과 같이 표현될 수 있습니다.
$$ {\varepsilon}_{\mathrm{g}}=1+\mathrm{i}{\sigma}_{\mathrm{g}}/\left({\varepsilon}_0\omega {t}_{ \mathrm{g}}\right) $$ (2)여기서 ε 0 는 진공의 유전율이며 t g 는 그래핀 층의 두께이다. 식 (1) 및 (2)는 그래핀의 광학 상수가 E에 따라 변한다는 것을 보여줍니다. F . 이러한 변화는 흡수 주파수의 조정 가능성으로 이어지며, 그 범위는 나노구조의 결합된 공진에 의해 크게 확대될 수 있어 소자의 인가 전압을 실질적으로 낮춥니다.
그림 2a는 x에 대한 흡수 스펙트럼을 보여줍니다. -편파(φ =0) 정상 발생에서. 페르미 준위가 E일 때 F =0eV, 파장 λ에서 두 개의 흡수 피크가 관찰됨 =12.4 μm 및 13.3 μm. 12.1 ~ 13.5 μm 범위의 입사광은 나노구조에 거의 흡수됩니다. E로 F 증가할수록 공명은 더 짧은 파장으로 이동합니다. E에서 F =0.2 eV, 흡수 피크는 11.8 μm 및 12.46 μm로 이동하여 각각 4.8% 및 6%의 상대적 이동을 나타냅니다. 한편, 피크 2의 흡광도는 감소하는데, 이는 더 높은 E에서 메타물질과 공기 사이의 임피던스 불일치에 기인합니다. F [28]. 여기서 페르미 준위가 계속 증가함에 따라 피크 2가 피크 1보다 빠르게 청색 편이가 되는 것이 흥미롭습니다. 이 관찰된 동작은 나중에 회로 모델에 의해 설명됩니다.
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다른 E를 갖는 수직 입사에서의 흡수 스펙트럼 F φ에서 =0, E가 증가함에 따라 피크의 큰 청색 편이를 나타냄 F (아 ), 그리고 다른 φ E에서 F =0.2eV, 분극 독립성을 나타냄(b ). 편광 각도 φ 는 그림 1a와 같이 정의됩니다.
변조는 매개변수 M으로 수량화할 수 있습니다. =Δλ /λ 0 , 여기서 λ 0 E에서의 공명 파장 F =0 eV 및 Δλ 는 E의 변화로 인한 파장 이동입니다. F . 그림 2a는 M을 보여줍니다. 1 =20.1% 및 M 2 =E일 때 피크 1 및 피크 2에 대해 각각 25.5% F 0.6 eV에 도달합니다. 공명의 변조 범위는 전작에 비해 훨씬 넓다[19, 21, 22, 25, 26, 27, 28]. 낮은 E에서 이러한 큰 변조 F 많은 응용 프로그램에 매우 바람직합니다. 별도의 계산에서는 스페이서의 두께가 감소함에 따라 흡수 피크가 청색 편이가 됨을 보여줍니다(추가 파일 1). 따라서 적절한 변조 시작점을 설정하기 위해 두께를 최적화할 수 있습니다. 또한 제안된 메타물질의 광학적 응답은 그림 2b와 같이 편광에 독립적입니다. 편광각 φ일 때 흡수 스펙트럼은 변하지 않습니다. 디자인의 대칭으로 인해 0°에서 90°까지 다양합니다.
완벽한 흡수의 메커니즘은 공명에서 필드 분포에 의해 명확하게 설명됩니다. 잘 알려진 MIM(metal-insulator-metal) 구조[3, 32, 36, 37, 38]가 그림 1에 나와 있기 때문에 국부적인 SPP가 자극되어 각 패치에서 조밀한 자기 공명을 형성합니다. 그림 3a 및 b는 정규화된 자기장을 보여줍니다 |H| 2 E용 그래핀 층에서 F λ의 공진 파장에서 =0.2 eV 1 =11.8 μm 및 λ 2 =12.46 μm, 각각. SPP는 강력하게 지역화되어 있으므로 두 개의 하위 단위가 독립적으로 작동할 수 있습니다. 그러나 각 소단위체 내부의 분할 슬롯의 폭이 좁기 때문에 4개의 동일한 공진이 실제로 서로 결합됩니다. 그리고 이 커플링은 그림 3c와 d와 같이 슬롯 내부의 전기장을 엄청나게 증가시킵니다. E만 y 필드 - 입사광이 x에 있기 때문에 방향 슬롯이 여기에서 분명합니다. 양극화. E의 강도 공명 결합에 의해 강화된 필드는 입사광 E보다 4배 더 큽니다. 주식 . 대조적으로, 이전 작업에서 변조에 사용된 가장 강화된 필드는 패치 가장자리입니다. 그림 3e와 f는 각각 그림 3c와 d의 흰색 선을 따라 슬롯과 가장자리 사이의 개선 사항을 명확하게 비교한 것입니다.
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E에서 그래핀 층의 필드 분포 F =0.2 eV, 수직 입사에서 x-편광, 결합 공진으로 인한 슬롯의 큰 향상을 보여줍니다. 아, 나 정규화된 자기장 |H| 2 λ에서 1 =11.8 μm(a ) 및 λ 2 =12.46 μm(b ); ㄷ , d |E/Einc의 해당 필드 분포 | 2 ; 이 , f |E/Einc | 2 c에 표시된 흰색 점선을 따라 그리고 d , 각각. 슬롯 내부의 강도와 패치 가장자리의 강도가 극명하게 대조되어 이전 작품보다 훨씬 넓은 튜닝 범위에 대한 힌트를 제공합니다.
이러한 필드 분포는 우리 제안에서 변조가 그토록 큰 이유를 잘 설명합니다. 섭동 이론에 기초하여 그래핀에 의한 공명 이동은 Δω로 평가할 수 있습니다. =− iσ g ∫S |Es | 2 dS /와 0 [22]. 여기 |Es | 2 는 그래핀 층의 전계 강도, W 0 는 저장된 에너지이고 S 그래핀이 덮고 있는 면적을 나타낸다. 공명의 스펙트럼 이동(Re(Δω ))는 σ의 허수부에 의해 결정됩니다. g , 이는 중적외선 영역의 실제 부분보다 훨씬 큽니다[22, 28]. 그림 3c-f에 명확하게 표시된 것처럼 좁은 슬롯 내부의 전기장의 향상은 가장자리의 것보다 10배 이상 높습니다. 결과적으로 적분값은 크게 향상된 E 패치 슬롯의 필드, 향상된 E만 소유한 이전의 경우보다 피크의 훨씬 더 큰 이동으로 이어집니다. 금속 가장자리의 필드 [21, 22, 25, 27, 28].
필드 분포와 위의 논의에 따르면 튜닝 거동을 연구하기 위해 LC 회로 모델이 제안되었습니다. 도 4a에 도시된 바와 같이, L 나 및 C 나 (나 =1, 2)는 각각 패치 S에 대한 인덕턴스 및 커패시턴스입니다. 나 도 1b에서. 슬롯 너비가 a일 때 매우 크고 그래핀 층이 없기 때문에 슬롯과 그래핀에 의해 유발되는 효과를 무시할 수 있습니다. 그런 다음 L 나 및 C 나 흡수 스펙트럼에서 얻은 공진 파장과 피팅을 통해 별도의 계산으로 결정할 수 있습니다[37, 39, 40]. 결과는 L입니다. 1 =0.07 pH 및 C 1 =350 aF 서브유닛 S 1 , 동안 L 2 =0.075 pH 및 C 2 =380 aF 서브유닛 S 2 . 각 서브유닛 내부의 슬롯 유도 결합 효과는 션트 커패시턴스 C로 설명할 수 있습니다. ㄷ , 슬롯 너비 a가 증가함에 따라 감소하는 것으로 나타났습니다. . 우리의 경우 C ㄷ a의 경우 290 aF입니다. =20 nm이고 a의 10 nm가 증가할 때마다 200 aF, 180 aF 및 135 aF가 됩니다. . 공진 파장은 회로의 임피던스가 0이 되도록 하여 얻습니다. 즉, \( {\lambda}_i^0=2\pi {c}_0\sqrt{L_i{\mathrm{C}}_i^0} \). 여기, c 0 는 진공에서의 광속, "i "는 하위 단위 S를 나타냅니다. 나 , 및 \( {C}_i^0={C}_i+{C}_c \).
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아 LC 회로 모델에는 별도의 패치(L 나 및 C 나 ), 슬롯(C ㄷ ) 및 그래핀(L g ). ㄴ FDTD 시뮬레이션과 비교한 LC 모델에 의해 계산된 공진. ㄷ , d E에서 단일 패치에 대한 공명 이동 F =0.4 eV, c의 기하학적 매개변수 변경 슬롯 너비(l =1.5 μm) 및 d 패치 크기(a =20 nm)
2차원 그래핀 층은 기본적으로 인덕터 역할을 한다. 도 3에 도시된 바와 같이 그래핀 층의 주요 기여는 전기장이 강화되는 슬롯 위치에서 온다. 슬롯 너비가 작동 파장 및 그래핀 플라즈몬의 파장보다 훨씬 작기 때문에 준정적 근사가 유효합니다. 전압 V 현재 나 슬롯 전체는 V로 평가할 수 있습니다. =aE 그리고 나 =2나 나 그 g (σ g − iωε 0 )이 , 여기서 E 는 그래핀 층의 전기장이다. 따라서 인덕턴스 L g =− 1/ω Im(V/I) [41], 그래핀 층의 기여도를 설명하고 다음과 같은 것으로 밝혀졌습니다.
$$ {L}_{\mathrm{g}}=\frac{a}{2{l}_i{\omega}^2{\varepsilon}_0\left|\operatorname{Re}\left({\varepsilon }_{\mathrm{g}}\right)\right|{t}_{\mathrm{g}}}\kern0.5em \left(i=1,2\right) $$ (3)이 인덕터는 그림 4a에 표시된 병렬 요소 역할을 합니다. 결과적으로 한 패치의 총 인덕턴스는 \( 1/{L}_i^{\prime }=1/{L}_i+1/{L}_{\mathrm{g}} \)로 구합니다. 그래핀 층이 있는 각 소단위의 최종 공명 파장은
$$ {\lambda}_i^{\prime }=2\pi {c}_0\sqrt{L_i^{\prime }{\mathrm{C}}_i^0}\kern0.5em \left(i=1 ,2\오른쪽) $$ (4)각 소단위가 독립적으로 작동하기 때문에 메타물질의 총 임피던스는 두 소단위 임피던스의 병렬 연결에서 얻을 수 있습니다.
이 LC 모델은 E가 증가함에 따라 공명의 청색 편이를 예측합니다. F . 식에서 추론 (1)과 (2)에서 |Re(ε)의 더 큰 값을 얻습니다. g )| 더 높은 E에서 그래핀의 경우 F , 더 작은 L g 식에서 (삼). 인덕터의 병렬 연결로 인해 최종 인덕터 \( {L}_i^{\prime } \)가 작아지고 Eq에서 더 짧은 공진 파장이 발생합니다. (4). 계산된 결과는 그림 4b에 요약되어 있으며 FDTD 시뮬레이션으로 얻은 공진 파장과 잘 일치함을 보여줍니다. LC 모델이 각 패치의 가장자리에서 약한 필드의 기여를 무시하기 때문에 작은 편차가 보입니다(그림 3c–f). LC 모델은 또한 기하학적 매개변수가 공명의 청색 편이에 어떻게 영향을 미치는지 보여줍니다. 미분 식 (4) \( \partial {\lambda}_i^{\prime }/\partial {L}_i^{\prime}\propto 1/\sqrt{L_i^{\prime }} \)가 있습니다. 작은 값 \( \sqrt{L_i^{\prime }} \)이 이 청색 편이의 감도를 높이는 데 유리하다는 것은 분명합니다. 인덕터가 병렬로 연결되고 L 나 고정된 경우, 전체 인덕턴스 \( {L}_i^{\prime } \)의 작은 값은 그래핀 인덕턴스 L의 작은 값을 의미 g . 조정 범위를 늘리기 위해 슬롯 너비 a 작아야 하고 패치 크기는 l이어야 합니다. Eq.에 따라 클 수 있습니다. (삼). 그림 4c는 E에서 공명의 청색 편이를 보여줍니다. F =0.4 eV는 S 내부의 슬롯 너비가 6%에서 15%로 증가합니다. 1 50에서 20 nm로 감소합니다. 반면에 슬롯 너비를 a로 고정하면 =20 nm, 공진은 그림 4d와 같이 패치 크기가 1.5에서 1.8 μm로 변경됨에 따라 15%에서 22%로 증가합니다. FDTD 시뮬레이션과의 좋은 일치는 그러한 간단한 회로 모델이 관련 메타물질 장치를 연구하는 효율적인 방법임을 보여줍니다.
결론적으로, 우리는 변조 범위가 넓은 편광 독립적인 광대역 메타물질 흡수체를 설계했습니다. 두 공진에 대해 조정 범위는 E일 때 중심 파장의 최대 20.1% 및 25.5%에 도달합니다. F 0에서 0.6 eV로 증가합니다. 이러한 큰 변조는 각 금속 패치의 십자형 슬롯 내부의 결합 공진에 의해 크게 향상된 그래핀-광 상호 작용에서 비롯됩니다. 이 효과는 LC 모델에서 그래핀이 도입된 인덕터에 의해 잘 설명됩니다. 이러한 간단한 모델은 다양한 기하학적 매개변수에서 변조 동작을 예측하고 결과는 FDTD 시뮬레이션과 잘 일치합니다. 우리의 제안은 광통신, 감지, 열화상과 같은 잠재적인 응용 분야에 유용합니다.
페르미 준위
유한 다른 시간 영역
금속 절연체 금속
플라즈몬 메타물질
황화아연
나노물질
초록 이 연구에서 우리는 TiO2의 광촉매 특성을 향상시키기 위해 열간 압착 공정을 사용했습니다. /Fe2 O3 물 분해를 위한 산소 발생 반응에서 광촉매를 위한 광자 흡수를 증가시키기 위해 표면에 주기적 패턴 구조를 갖는 바이메탈 산화물. 열간 압착된 샘플은 두 개의 금속 산화물을 결합하면 서로 다른 파장에서 전극의 흡수 밴드 가장자리가 향상됨을 보여줍니다. 열간 압착 공정을 사용하여 얻은 패턴 구조는 광자 흡수를 성공적으로 개선하여 평평한 표면 전극에 비해 2배 향상되었습니다. 소개 물을 분해하여 산소를 생성하는 광촉매
초록 본 논문에서는 전금속 메타물질 기반의 테라헤르츠(THz) 바이오센서를 이론적으로 조사하고 실험적으로 검증한다. 이 THz 메타물질 바이오센서는 레이저 드릴링 기술을 통해 제조된 스테인리스 스틸 소재를 사용합니다. 시뮬레이션 결과에 따르면 이 메타물질 센서의 최대 굴절률 감도와 성능 지수는 각각 294.95GHz/RIU 및 4.03입니다. 그런 다음 이 바이오센서의 유효성을 평가하기 위한 검출 물질로 소 혈청 알부민을 선택했습니다. 실험 결과에 따르면 감지 감도는 72.81GHz/(ng/mm2 ) 검출 한계는 0.035mg/m
