Un absorbeur parfait cohérent à double bande et insensible à la polarisation basé sur un guide d'ondes hybride en graphène à double couche

Introduction

En tant que problème crucial pour la nanophotonique et l'optoélectronique, l'interaction lumière-matière efficace a largement suscité des inquiétudes ces dernières années [1, 2], en particulier dans les matériaux à deux dimensions (2D) atomiquement minces. De nombreux rapports ont été démontrés, tels que les dichalcogénures de métaux de transition (TMDC) [3, 4], le graphène [5,6,7,8,9], le nitrure de bore hexagonal [10], le phosphore noir [11], etc. . En tant que matériau 2D prototype, le graphène peut interagir avec la lumière dans une large gamme de longueurs d'onde (de l'ultraviolet au térahertz). Cependant, en raison de sa structure de bande électronique naturelle sans espace et conique [12], l'efficacité d'absorption de la lumière dans le graphène est aussi faible qu'environ 2,3%. Heureusement, la bande interdite optique du graphène peut être ouverte par dopage ou en utilisant d'autres méthodes spéciales, ce qui entraîne l'excitation de polaritons de plasmons de surface (SPP) dans les bandes térahertz et infrarouge [13]. Ensuite, l'absorption et le confinement de la lumière dans le graphène peuvent être remarquablement renforcés en raison des SPP excités, qui peuvent prolonger le temps d'interaction entre le graphène et la lumière [14,15,16,17,18,19]. Par conséquent, les dispositifs plasmoniques au graphène sont devenus un sujet intéressant et important, et des recherches approfondies ont été démontrées dans divers domaines, tels que les absorbeurs [17, 18], les filtres optiques [20], les capteurs [21], les modulateurs [22] et les photodétecteurs. [23, 24].

Plus précisément, parmi ces dispositifs à base de graphène, l'absorbeur optique joue un rôle important dans le domaine du développement de dispositifs optoélectroniques avancés, tels que les dispositifs de piégeage de l'énergie solaire et les émetteurs. Récemment, en raison des attributs uniques du graphène, certains absorbeurs à base de graphène ont été signalés. De plus, comme mentionné ci-dessus, la plupart de ces absorbeurs se concentrent sur les régimes térahertz et infrarouge, car le graphène avec des processus spéciaux peut exciter les SPP, conduisant à de fortes interactions lumière-graphène dans ces longueurs d'onde [3]. Par exemple, sur la base du graphène, Luo et al. [25] ont proposé un absorbeur parfait accordable à bande ultra-étroite, qui peut maintenir des performances satisfaisantes sous incidence grand angle. Dans Réf. [16], en incorporant du graphène monocouche aux métamatériaux, Xiao et al. ont démontré que l'analogue de l'EIT était réalisé dans le régime térahertz et que son intensité de résonance pouvait être manipulée de manière flexible sur une large plage. Jiang et al. [26] ont conçu, fabriqué et étudié un absorbeur à large bande basé sur du graphène à motifs dans le régime térahertz, et l'absorption supérieure à 90 % est obtenue de 1,54 à 2,23 THz. Afin de manipuler le plasmon de surface du graphène de manière efficace et réalisable, Xia et al. a suggéré qu'il pourrait être réalisé en utilisant un réseau sinusoïdal conducteur avec une taille inférieure à la longueur d'onde [19].

Il est important de noter que l'absorbeur parfait cohérent (CPA), qui est un autre moyen de contrôler et de renforcer l'absorption optique du graphène, a attiré une grande attention en raison des caractéristiques de modulation tout optique [27, 28]. En fonction des effets d'interférence et de l'interaction de l'absorption, le CPA fournit une méthode potentielle pour manipuler la lumière avec la lumière sans non-linéarité. Y.D. Chong et al. ont étudié théoriquement le CPA avec la matrice de diffusion [29]. En peu de temps, deux types de CPA ont été successivement signalés dans la dalle de silicium [30] et le métamatériau plan [31]. Récemment, le CPA a également été intensivement étudié dans des dispositifs à base de graphène. Par exemple, combiné à une nanostructure métal-graphène centrosymétrique, Y. Ning et al. [32] ont étudié un CPA accordable insensible à la polarisation et ont montré que l'absorption pouvait être modulée de manière flexible et entièrement optique par l'énergie de Fermi du graphène et la phase relative entre les lumières incidentes. En piégeant la résonance en mode guidé dans un réseau diélectrique sous-longueur d'onde, X. Feng et al. [33] ont réalisé un CPA accordable à base de graphène, qui peut être appliqué dans une large couverture spectrale des régimes visible à infrarouge. Y.C. Fan et al. [34] ont exploité la métasurface à base de nanoruban de graphène en CPA dans le régime infrarouge moyen et ont démontré que ce CPA peut être manipulé de manière flexible en modifiant les propriétés du graphène et les paramètres structurels de la métasurface. Cependant, le CPA à double bande à base de graphène est également d'une grande importance pour les dispositifs nanophotoniques et optoélectroniques, mais rarement étudié dans le régime infrarouge moyen. De plus, comment améliorer son ajustement est également un défi auquel est confronté le CPA double bande.

Dans cet article, nous concevons et étudions un CPA accordable à double bande et insensible à la polarisation dans la bande infrarouge moyen, qui contient un réseau de silicium couplé dans un guide d'ondes en graphène à double couche. Le mécanisme physique du CPA conçu est analysé par la matrice de diffusion. Pendant ce temps, les caractéristiques du CPA proposé sont démontrées par les simulations du domaine temporel aux différences finies (FDTD). Lorsque la lumière incidente est illuminée dans le réseau de silicium, étant donné que les résonances plasmoniques sur les doubles films continus de graphène peuvent être émergées en raison du mécanisme de résonance en mode guidé, l'effet de couplage entre elles se traduit par des pics d'absorption double bande parfaits, qui sont réalisés en 9611 nm et 9924 nm, respectivement. De plus, en raison de sa caractéristique de symétrie centrale, l'absorbeur proposé est également insensible à la polarisation. De plus, la plupart des absorbeurs à base de graphène signalés sont manipulés en modifiant uniquement les propriétés du graphène par le biais d'un champ électrostatique, d'un champ magnétique ou d'un dopage chimique, qui sont à l'origine de pertes supplémentaires et rendent également les dispositifs plus compliqués. Pour notre CPA proposé, les absorptions cohérentes peuvent être modulées de manière entièrement optique en modifiant la phase relative entre deux lumières incidentes inversées, ce qui améliore l'adaptabilité de l'absorbeur et n'augmente pas la complexité de la structure. Pendant ce temps, en manipulant les énergies de Fermi de deux couches de graphène, deux pics d'absorption cohérents peuvent se déplacer sur une large gamme de spectres, et notre CPA conçu peut également passer du CPA double bande au CPA à bande étroite. Par conséquent, notre travail offre un moyen très prometteur avec commodité et sensibilité pour les applications potentielles, notamment les commutateurs, les dispositifs logiques entièrement optiques et les photodétecteurs cohérents.

Méthodes

Comme illustré sur la figure 1, il y a deux films de graphène continus sur le substrat de silice, qui sont séparés par une couche de silice. Pendant ce temps, le réseau de silicium est placé sur le dessus du film de graphène supérieur. Ici, la longueur (x -direction) et la largeur (y -direction) de chaque carré de silicium dans le tableau sont tous deux définis comme w = 80 nm, comme le montre la figure 1c. Pendant ce temps, les deux périodes des carrés de silicium dans le x -direction et y -direction sont p = 160 nm, et l'épaisseur (z direction) du carré de silicium est h = 100 nm. De plus, les épaisseurs de l'espaceur et du substrat en silice sont d ₁ = 75 nm et d ₂ = 150 nm, respectivement. Je ₁ et Je ₂ , en tant que deux lumières incidentes cohérentes, sont simultanément irradiées sur le CPA proposé à partir de deux directions opposées, comme le montre la figure 1a. La relation entre Je ₁ et Je ₂ est je ₂ = αJe ₁ exp(iφ + ikz ), où α , φ , et z sont l'amplitude relative, la différence de phase et le point de référence de phase entre I ₁ et Je ₂ , respectivement. O ₁ et O ₂ sont les lumières émergentes se dispersant du bas et du haut du CPA proposé. De plus, les épaisseurs de deux films de graphène sont toutes deux fixées à 0,34  nm dans nos simulations, et les conductivités de deux films de graphène sont toutes deux calculées dans l'approximation de phase aléatoire locale comme suit [35] :

où T = 300K est la température ambiante et E _f est l'énergie de Fermi. Pendant ce temps, le temps de relaxation intrinsèque est décrit comme \( \tau =\mu {E}_f/\mathrm{e}{\upsilon}_f^2 \), où υ _f est la vitesse de Fermi et μ = 10000cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ est la mobilité du porteur. Pour notre structure proposée, les énergies de Fermi des films de graphène supérieur et inférieur sont supposées être E _{f 1} = 0.66eV et E _{f 2} = 0.31eV , respectivement.

un Schéma de principe de l'absorbeur parfait à double bande à base de graphène. b Vue latérale avec dimensions spécifiées. c Vue de dessus avec les dimensions spécifiées

Dans la simulation, nous utilisons la méthode 3D FDTD pour le calcul numérique. Pendant ce temps, des conditions aux limites périodiques sont appliquées le long du x - et y -directions, et une couche parfaitement assortie est appliquée le long du z -direction comprenant à la fois le haut et le bas du dispositif proposé. De plus, nous utilisons le maillage non uniforme pour calculer les résultats de la simulation, où la taille de maillage minimale à l'intérieur de la couche de graphène est égale à 0,1 nm et augmente progressivement à l'extérieur du film de graphène pour réduire l'espace de stockage et le temps de calcul.

Résultats et discussion

Premièrement, afin d'expliquer clairement le mécanisme physique, nous étudions l'absorption du CPA proposé sous un éclairage normal d'un seul faisceau incident I ₁ dans le z -direction. Étant donné que le CPA à base de graphène est dans l'environnement de symétrie, les coefficients de réflexion et de transmission combinés peuvent être exprimés sous la forme r = η et t = 1 + η , respectivement, où η est l'amplitude auto-cohérente liée au guide d'onde hybride de graphène. Ainsi, l'absorption est dérivée comme A = 1 − |r | ² − |t | ² =  − 2η ² − 2η . La condition d'absorption maximale est ∂A /∂η = 0 (∂A ² /∂η ² est réel et négatif) et on obtient \( \eta =-\frac{1}{2} \). Ensuite, la limite à l'absorption maximale est A _max = 0,5. Dans notre simulation, lorsqu'un seul faisceau incident I ₁ illumine verticalement sur l'absorbeur proposé, en raison des résonances plasmoniques sur les doubles films de graphène, qui sont émergés par la lumière incidente à travers le réseau de silicium pour le mécanisme de résonance en mode guidé, puis l'effet de couplage entre les doubles films de graphène conduit au double - pics d'absorption de bande, comme le montre la figure 2. Cependant, les deux pics d'absorption sont inférieurs à 0,5, ce qui correspond à la limite d'absorption.

Les spectres de réflexion (R), de transmission (T) et d'absorption (A) de l'absorbeur à base de graphène proposé avec des énergies de Fermi E _{f 1} = 0.66 eV et E _{f 2} = 0,31 eV sous l'éclairage d'un seul faisceau incident I ₁ dans le z sens

Ensuite, lorsque Je ₁ et Je ₂ incidente verticalement sur la structure proposée des côtés opposés, le diagramme schématique est illustré à la Fig. 1a. Pendant ce temps, O ₁ et O ₂ peuvent également être supposées comme les intensités des lumières émergentes du bas et du haut du CPA proposé. La relation entre les lumières incidentes et les lumières émergentes est démontrée par la matrice de diffusion :

Lorsque la limite d'absorption incohérente est satisfaite (c'est-à-dire, r ₁₁ = r ₂₂ =  − 0,5 et t ₁₂ = t ₂₁ = 0,5), en considérant la relation I ₂ = αJe ₁ exp(iφ + ikz ) avec z = 0, l'absorption cohérente A _co du CPA à base de graphène proposé est exprimé comme [36] :

Ainsi, selon l'Éq. (3), A _co peut être manipulé en changeant α et φ . En particulier, si α = 1, A _co peut être réglé à partir du minimum A _{co − min} = 0 au maximum A _{co − max} = 1 quand φ varie de (2N + 1)π à 2Nπ .

Comme illustré à la Fig. 3, lorsque deux lumières incidentes avec φ = 0 et α = 1 sont éclairés de manière cohérente sur la structure proposée, des pics d'absorption parfaite double bande peuvent être atteints en λ ₁ = 9611 nm et λ ₂ = 9924 nm, respectivement. De plus, par rapport à l'absorption sous l'éclairage d'un seul faisceau incident, l'absorption du CPA à base de graphène proposé a été considérablement améliorée. Il convient de noter qu'en raison de sa caractéristique de symétrie centrale, le CPA proposé est également insensible à la polarisation. Comme le montre la Fig. 3, si les lumières incidentes avec p ou s polarisation, le spectre d'absorption reste le même.

Les spectres d'absorption de l'absorbeur à base de graphène proposé sous l'éclairage d'un seul faisceau incident (courbe rouge), et sous un éclairage cohérent avec p polarisation (courbe bleue) et polarisation s (courbe noire)

Pour démontrer clairement les caractéristiques du CPA proposé, nous illustrons les champs magnétiques autour du guide d'ondes en graphène à double couche aux longueurs d'onde des pics d'absorption. Comme décrit dans les Fig. 4a, b, les champs magnétiques autour de deux couches de graphène sont à la fois rassemblés et piégés aux longueurs d'onde des pics d'absorption. Cependant, pour le film supérieur de graphène, les champs magnétiques sont principalement confinés entre les carrés de silicium et le film supérieur de graphène, ce qui correspond au mode plasmon localisé. De plus, une fois qu'un autre film de graphène est ajouté sous le film de graphène supérieur, les énergies lumineuses seront transférées de la couche supérieure à la couche inférieure en raison de la résonance en mode guidé. Ensuite, l'effet de couplage entre la couche de graphène supérieure et la couche inférieure améliore les champs optiques et concentre les énergies lumineuses dans la structure proposée, ce qui conduit aux pics d'absorption à double bande, comme le montre la Fig. 3. D'autre part, à la longueur d'onde de 9000  nm, il existe peu de champs optiques renforcés entourant deux films de graphène, car ils sont éloignés des longueurs d'onde de résonance, comme le montre la figure 4c.

Profils de contour des champs magnétiques normalisés du CPA à base de graphène proposé (a ) à λ₁ = 9611 nm, (b ) λ₂ = 9924 nm, et (c ) λ₃ = 9000 nm

Ensuite, afin d'afficher les caractéristiques de modulation tout optique, nous démontrons l'absorption cohérente de l'absorbeur proposé avec différentes différences de phase φ , comme illustré à la Fig. 5. Pendant ce temps, l'amplitude relative α de lumières incidentes cohérentes est défini sur 1, et les autres paramètres structurels sont conservés comme ceux de la Fig. 1. Comme illustré sur les Fig. 5a, b, en augmentant φ de 0 à π, deux pics d'absorption à 9611 nm et 9924 nm diminuent en continu de 0,982 et 0,993 à presque 0, respectivement. Ainsi, le contraste de modulation peut atteindre 34,8 dB et 35,2 dB aux deux pics d'absorption cohérents avec différents φ , qui montre une importante propriété de modulation tout-optique.

L'absorption du CPA proposé avec une différence de phase différente aux pics de a λ1 = 9611 nm et b λ2 = 9924 nm, respectivement

Dans ce qui suit, pour notre système à quatre couches (réseau de silicium-guide d'onde de graphène/couche de silice/film de graphène/substrat de silice), combiné avec des conditions aux limites continues et les équations de Maxwell, la relation de dispersion peut être exprimée comme [37] :

où, ε _i et k _i (i = 1, 2, 3, 4) sont les permittivités et les vecteurs d'onde du réseau silicium-guide d'onde graphène (i = 1), couche de silice (i = 2), film de graphène (i = 3), et substrat de silice (i = 4), respectivement. d _g est l'épaisseur du graphène. Ainsi, en manipulant correctement les énergies de Fermi de deux films de graphène, les caractéristiques des modes plasmoniques soutenus par deux films de graphène pourraient être contrôlées de manière significative et indépendante. Comme le montrent les figures 6a, b, les spectres d'absorption du CPA proposé peuvent être manipulés de manière flexible et séparée en modifiant les énergies de Fermi du film de graphène de couche inférieure ou supérieure. Lorsque l'énergie Fermi E _{f 1} du graphène de la couche supérieure reste inchangé et l'énergie de Fermi E _{f 2} de graphène de couche inférieure diminue de 0,31 à 0,27 eV, le pic d'absorption à λ ₁ se déplace vers le rouge et maintient la valeur presque inchangée, tandis que le pic d'absorption à λ ₂ diminue rapidement et disparaît même sous E _{f 2} = 0,27 eV, comme le montre la figure 6a. Au contraire, lorsque E _{f 2} augmente de 0,31 à 0,37 eV, le pic d'absorption à λ ₁ diminue rapidement et disparaît presque sous E _{f 2} = 0.37 eV, tandis que le pic d'absorption à λ ₂ Blue-shifts et maintient la valeur presque inchangée. Ainsi, l'absorbeur parfait à double bande proposé peut être remplacé par un absorbeur parfait à bande étroite en modifiant séparément le E _{f 2} . En revanche, lorsque E _{f 2} reste inchangé et E _{f 1} augmente de 0,62 à 0,72  eV, les deux pics d'absorption se déplacent vers le bleu et conservent leurs valeurs presque inchangées sur une large plage de longueurs d'onde, ce qui démontre une caractéristique considérablement ajustable. Par rapport aux autres absorbeurs basés sur les motifs de graphène discrets, il convient de noter que deux films de graphène du CPA proposé sont sous forme continue, ce qui est plus pratique pour obtenir une excellente accordabilité.

Spectres d'absorption en fonction de la longueur d'onde et des niveaux de Fermi de a graphène de couche inférieure et b le graphène de la couche supérieure. Les autres paramètres structurels sont les mêmes que sur la figure 1

De plus, nous étudions les influences de différents paramètres de structure sur l'absorption optique du CPA proposé, comme le montre la Fig. 7. Étant donné que chaque carré de silicium fonctionne comme un résonateur Fabry-Perot pour le mode plasmon localisé, et la longueur d'onde de résonance est remarquablement sensible à la largeur des carrés de silicium. Ainsi, comme le montre la figure 7a, lorsque le w est augmenté, les pics d'absorption à double bande sont tous deux décalés vers le rouge en raison de l'augmentation de la longueur d'onde de résonance effective du mode plasmon localisé. De plus, le facteur de remplissage augmentera avec w , ce qui renforce encore l'intensité de l'amélioration du champ et de la concentration entre le carré de silicium voisin et le graphène intérieur. Ainsi, l'efficacité d'absorption augmentera d'abord avec w . Cependant, avec l'augmentation continue du facteur de remplissage, trop de zones de graphène seront recouvertes de carrés de silicium. En conséquence, l'efficacité d'absorption diminuera par la suite avec l'incrément de w. Ensuite, comme le montre la figure 7b, les pics d'absorption seront également sensiblement décalés vers le rouge avec l'incrément de p , car la longueur d'onde de résonance du mode plasmon localisé devient plus grande. De plus, on note que la fréquence de résonance du mode plasmonique supporté par le graphène de couche inférieure dépend fortement de la distance de séparation d ₁ . Comme le montre la figure 7c, lorsque d ₁ est augmentée, la force de couplage en champ proche entre les modes de résonance des couches supérieure et inférieure deviendra de plus en plus faible, ce qui conduira finalement les pics d'absorption à double bande à dégénérer en un seul pic. Pendant ce temps, nous étudions également l'absorption du CPA proposé avec différents réseaux diélectriques. Comme le montre la Fig. 7d, les performances du CPA bibande avec le TiO₂ tableau (n _T = 2.9) ou la matrice GaSb (n _G = 3.8) n'est pas meilleur que celui avec un réseau de silicium. De plus, il convient de noter que les longueurs d'onde des pics d'absorption sont décalées vers le rouge avec l'incrément de l'indice de réfraction du réseau diélectrique.

Absorption de la lumière du CPA proposé avec différents a p , b w , c d ₁ , et d réseau diélectrique différent, respectivement. Les autres paramètres sont les mêmes que sur la figure 2

Conclusion

Comme mentionné précédemment, la plupart des absorbeurs parfaits à base de graphène signalés sont sensibles à la polarisation et se concentrent sur les absorbeurs parfaits à bande étroite ou à large bande, les absorbeurs parfaits à base de graphène à double bande sont rarement étudiés dans le régime infrarouge moyen. Dans cet article, nous avons conçu un CPA accordable à double bande et insensible à la polarisation dans le régime infrarouge moyen, et les caractéristiques d'absorption correspondantes sont discutées en utilisant la matrice de diffusion et la simulation FDTD, qui illustrent que les pics d'absorption parfaite à double bande sont réalisé en 9611 nm et 9924 nm, respectivement. De plus, en raison de sa caractéristique de symétrie centrale, le CPA proposé présente également une insensibilité à la polarisation. Pendant ce temps, les pics d'absorption cohérente peuvent être modulés entièrement optiquement en modifiant la phase relative entre deux lumières incidentes inversées. De plus, en manipulant les énergies de Fermi de deux couches de graphène, deux pics d'absorption cohérents peuvent se déplacer sur une large gamme de spectres, et notre CPA conçu peut également passer d'un CPA double bande à un CPA à bande étroite. D'autre part, pour le CPA proposé, des métamatériaux de sous-longueur d'onde basés sur des carrés de silicium peuvent être intégrés pour la technologie CMOS actuelle, et le graphène développé par dépôt chimique en phase vapeur (CVD) peut être transféré sur la couche de silice en utilisant des techniques de transfert standard [38]. De plus, par rapport aux dispositifs à base de graphène à motifs, notre structure conserve le graphène sous forme continue, ce qui a l'avantage de préserver la grande mobilité du graphène et simplifie les processus de fabrication ainsi que la configuration de dopage. Ces dernières années, certains groupes de recherche ont essayé de concevoir des dispositifs à base de graphène dans une expérience basée sur les méthodes ci-dessus [39,40,41]. Par conséquent, nous pensons qu'il est possible de fabriquer notre structure proposée avec un traitement similaire, et notre CPA à base de graphène proposé peut trouver des applications potentielles dans le domaine du développement de dispositifs nanophotoniques au régime infrarouge moyen.

Disponibilité des données et des matériaux

Toutes les données générées ou analysées au cours de cette étude sont incluses dans cet article publié.

Abréviations

2D :

Deux dimensions

CPA :

Absorbeur parfait cohérent

FDTD :

Domaine temporel aux différences finies

ITO :

Oxyde d'indium-étain

SPP :

Polaritons de plasmons de surface

TMDC :

Dichalcogénures de métaux de transition