Absorção Quase Perfeita em Estruturas Grafeno-Metal Usando Interferência Plasmônica

Resumo

A interferência construtiva de modos plasmônicos brilhantes e escuros resulta no efeito de absorção induzida por plasmons (PIA). Aqui, investigamos teoricamente o efeito PIA, realizado pela interferência construtiva entre um modo de ressonância Fabry-Perot (F-P) e um modo quasi-guiado de grafeno. Simulação numérica revela pelo menos três vantagens de nossa estrutura sobre as anteriores. Primeiro, a razão de extinção pode atingir ~99,999%, resultando em figura de mérito ultra-alta (FOM*) de até 10⁶. Segundo, a intensidade deste pronunciado efeito PIA pode ser otimizada ajustando a distância de acoplamento. Terceiro, a frequência de ressonância pode ser facilmente sintonizada ajustando o nível de Fermi do grafeno. Este sistema pode ter aplicações potenciais em comutação óptica dinâmica e sensoriamento bioquímico.

Fundamentação

Plasmônica atraiu ampla atenção devido às suas propriedades extraordinárias e enorme potencial em muitos campos, incluindo fotônica integrada, bio-sensoriamento, captura de energia, fotodetecção. Recentemente, novo fenômeno plasmônico, conhecido como plasmons de superfície falsificados (SSPs), foi observado, que podem se propagar através de metais perfurados e superar o limite de difração. SSPs foram então explorados na faixa de THz, micro-ondas e frequências mais baixas, e vários dispositivos subcomprimento de onda profundo baseados em SSPs foram propostos e demonstrados. No entanto, aplicação de tais dispositivos é seriamente prejudicada pela alta taxa de amortecimento de SPPs. Uma solução é o meio de transparência induzida por plasmons (PIT) artificial, que apresenta janela de transparência aguda dentro de um amplo espectro de absorção. Efeito PIT baseia-se principalmente no acoplamento de elemento radiante e subradiante, amplamente estudado. Fenômeno similar, absorção induzida por plasmons (PIA), também demonstrado recentemente, resultante da interferência construtiva de modos plasmônicos brilhantes e escuros. Ressonância PIA pode exibir efeito de luz rápida notável, com aplicações potenciais em comutação e processamento óptico.

No entanto, dispositivos tradicionais baseados no efeito PIA de estrutura metálica são difíceis ou impossíveis de obter sintonizabilidade, restringindo seriamente suas aplicações. Grafeno, conhecido por sua semi-metalicidade, alta mobilidade e alta sintonizabilidade, pode ser excelente material candidato para dispositivos plasmônicos infravermelhos sintonizáveis. Neste artigo, investigamos efeito PIA sintonizável, alcançado pela interferência construtiva de modo de ressonância F-P e modo quasi-guiado suportado por ranhura periódica de prata e monocamada de grafeno, respectivamente. Encontra-se que força de ressonância e largura de linha dependem fortemente da distância de acoplamento. Também mostrado que razão de extinção pode atingir ~99,999%. Razão de extinção definida como 1-R-T, onde R e T são reflectância e transmitância. É simplesmente 1-R em nosso sistema pois transmitância é 0. Como resultado, FOM* ultra-alto de até 10⁶ no sistema grafeno/metal pode ser alcançado e frequência de ressonância dinamicamente sintonizável ajustando tensão de gate do grafeno. Essas propriedades proeminentes podem ser aplicadas em sensoriamento bioquímico e comutação óptica dinâmica.

Métodos

Esquema de nossa estrutura mostrado na Fig. 1, consistindo de monocamada de grafeno e camada isolante Al₂O₃ sobre ranhura de prata ranhurada. Espessura de Al₂O₃ é g. Sistema iluminado por onda plana de incidência normal com polarização magnética transversal (TM). Outros parâmetros estruturais: d profundidade da ranhura de prata, w largura da ranhura, P período da célula unitária. Na região do infravermelho médio, espalhamento intrabanda domina em grafeno altamente dopado, e sua condutividade assume forma tipo Drude σg = i e² EF / [πħ²(ω + iτ⁻¹)]. Tempo de relaxamento eletrônico τ = μ EF / e υF², onde υF = c/300 velocidade de Fermi, EF energia de Fermi, μ = 10 m²/Vs mobilidade CC do grafeno. Nas simulações de diferenças finitas no domínio do tempo (FDTD), constantes ópticas para prata e Al₂O₃ de ref. [33] e [34]. Condições de contorno periódicas usadas para simular estruturas de célula unitária infinita. Para simplicidade, assumimos material da região acima da camada de grafeno como vácuo (ε₀=1).

Resultados e Discussão

Simulamos espectro de reflexão da ranhura de prata com w=100 nm, P=250 nm, d=2000 nm, resultado na Fig. 2a (curva vermelha). Amplo dip observado a ~28 THz, com razão de extinção ~44% e fator Q ~0,8, devido a ressonância F-P induzida por SSP excitado por luz incidente. Esta ressonância tem ampla faixa de bandas de ressonância e assim modo de ressonância pode servir como modo superradiante em nosso sistema PIA. Então, calculamos espectro de reflexão de folha de grafeno com condições de contorno metálicas no fundo da área de simulação, com nível de Fermi EF=0,3 eV, Fig. 2a (curva azul). Espectro mostra que ressonância de plasmon de grafeno não pode ser diretamente excitada pela incidência nessa frequência. Para visualizar e otimizar modo de plasmon suportado por grafeno, primeiro simulamos modos de ressonância suportados por grafeno. Para eliminar impacto potencial da ressonância F-P da ranhura de prata, assumimos ranhura feita de silício em vez de prata. Espectros de reflectância da estrutura calculados para EF=0,3 eV e diferentes períodos P de célula unitária, Fig. 2b. Dip de reflectância em frequência ressonante f=32,84 THz observado para P=250 nm com fator Q ~304. Alta ressonância Q com banda de ressonância estreita pode servir como modo subradiante (escuro) em nosso sistema PIA. Dip de reflectância devido à ressonância de modo quasi-guiado plasmônico em grafeno com incidência normal, pois ranhura compensa descompasso de vetor de onda baseado na condição de fase-matching de m-ésima ordem: k₀ Re(neff) = |kx + m Gx|, onde kx = k₀ sinθ, k₀ = 2π/λ vetor de onda no espaço livre, θ ângulo entre luz incidente e direção y, neff índice de refração efetivo de modo guia TM no grafeno, Gx vetor de rede recíproco da grade (Gx = 2π/P). Na discussão seguinte, ângulo de incidência de direção y é zero (θ=0°). Situação para outros ângulos discutida no Arquivo Adicional 1. Posições destes dips de reflectância correspondem à frequência de ressonância do modo quasi-guiado no grafeno, Fig. 2b. Resultados de simulação concordam bem com Eq. (1), onde m=1 e índice de refração efetivo ~33 obtido por soluções FDTD, Fig. 2c. Distribuições de campo elétrico Ex de modo F-P e modo quasi-guiado de grafeno mostradas na Fig. 2d. Nota-se que confinamento de energia de modos SSP sustentados por superfície ranhurada de Si pode ser desprezível comparado ao modo quasi-guiado de grafeno.

Na situação de acoplamento, dois autovalores serão fortemente acoplados quando se aproximarem, e portanto espectro de reflexão mudará dramaticamente. Um dip estreito, sub-largura de linha, de absorbância aumentada com razão de extinção ~99,97% observado no topo do dip de reflectância mais amplo, Fig. 3a. Ao aumentar distância vertical g, acoplamento de campo próximo e modo quasi-guiado tornam-se mais fracos, pois modulação do dip de reflectância torna-se menor. Duas possíveis causas para dip de reflectância menor: acoplamento mais fraco e excitação mais fraca do modo quasi-guiado. Portanto, usamos modelo de oscilador acoplado para entender quantitativamente sistema PIA.

Equação (2) mostra matriz de acoplamento. Onde ã₁,₂ = a₁,₂(ω) e^{iωt}, ω₁,₂ e γ₁,₂ são amplitudes harmônicas no tempo, frequências de ressonância e constantes de amortecimento do modo brilhante e escuro, respectivamente. b coeficiente de acoplamento medindo quão forte modo brilhante acopla com campo elétrico incidente. κ̃ = κ e^{iφ} parâmetro de acoplamento complexo introduzido para expressar efeito de retardamento de fase. φ deslocamento de fase, coeficiente chave para determinar forma de interferência entre dois caminhos coerentes. Quando φ=0 parâmetro real e comportamento típico de efeito PIT observado, interferência entre dois caminhos coerentes destrutiva. Para φ=π/2 parâmetro puramente imaginário e interferência convertida de destrutiva para construtiva. Absorção do sistema calculada como energia dissipada baseada na fórmula (2): A(ω) = Im [ b(ω - ω₂ + iγ₂/2) / (κ² e^{i2φ} - (ω - ω₁ + iγ₁/2)(ω - ω₂ + iγ₂/2)) ] (3). Então, ajustamos espectros de absorção numéricos com Eq. (3) para diferentes g, mostrados na Fig. 3b (curvas vermelhas). Resultados de simulação concordam bem com resultados de modelagem analítica baseada no modelo de oscilador acoplado, confirmando fortemente princípio de design de nosso dispositivo PIA. Parâmetros de ajuste κ, φ, γ₁, γ₂ mostrados na Fig. 4a-c. Aumento de g resulta em diminuição do parâmetro de acoplamento κ, Fig. 4a. Ao diminuir gradualmente acoplamento (aumentar g), fase φ inalterada, γ₂ diminui gradualmente enquanto γ₁ muda ligeiramente, Fig. 4b, c. Parâmetro de acoplamento κ excede constantes de amortecimento de modo escuro γ₂ para distância mínima de gap, confirmando que acoplamento do modo brilhante para modo escuro é mais forte que processos de dissipação na folha de grafeno.

Para visualizar interferência construtiva entre modos brilhante e escuro, investigamos evolução do campo magnético da estrutura com tempo, dois monitores Hz colocados a 3 nm do centro do grafeno e 1000 nm do fundo da ranhura de prata. Diferença de fase oscilante entre os dois modos é 0,5π, Fig. 5a. Distribuição de campo magnético em tempo diferente calculada na frequência de ressonância PIA fq = 32,5 THz, onde ωq t₁ ~ 2,00π e ωq t₂ ~ 2,50π, Fig. 5b, c. Máximo de campo magnético na ranhura de prata observado para 2,00π enquanto campo magnético no grafeno atinge máximo para 2,50π, indicando acoplamento fora de fase entre as duas estruturas. Portanto, evolução e formação da ressonância determinadas por interferência construtiva.

Em aplicação prática, banda de reflexão estreita e alta razão de extinção são altamente desejadas. Para atingir essas condições, podemos ajustar período de unidade P e profundidade de ranhura de prata d para otimizar parâmetros estruturais. Após calcular espectro de reflexão de diferentes parâmetros P de 1900 a 2100 nm e d de 245 a 265 nm por FDTD, obtivemos razão de extinção muito alta ~99,999% em P=254 nm e d=1980 nm. Espectro de reflectância do dispositivo PIA sob diferentes ambientes de índice de refração mostrado na Fig. 6a. Capacidades de sensoriamento definidas como: S = Δf(THz)/Δn, FOM = S/FWHM (THz), S* = ΔI/Δn, FOM* = S*/I, onde f e I são frequência de ressonância e intensidade espectral. Ao medir intensidade de reflexão de sensor, capacidade de sensibilidade quantificada por valor FOM*. Quanto maior valor, maior sensibilidade. Da Fig. 6a, obtemos S = 11,2 THz/RIU e FOM associado ~94,1, com largura total a meia altura (FWHM) ~30 nm (0,12 THz). Este FOM maior que valor em absorvedores metamateriais baseados em ressonância de rede de superfície. Além disso, nosso sensor PIA leva a valor FOM* ultra-alto 3,5×10⁶, Fig. 6b. Comparamos desempenho de sensores estudados recentemente no Arquivo Adicional 1: Tabela S1.

No sistema PIA, grafeno desempenha outro papel chave. Modulação da frequência de ressonância pode ser alcançada ajustando tensão de gate para ajustar nível de Fermi do grafeno. Espectros simulados mostrados nos Arquivos Adicionais 2: Figura S1 e 3: Figura S2. Controle ativo de deslocamento de frequência da ressonância PIA é significativo para sensor ou absorvedor.

Conclusões

Em resumo, demonstramos numericamente absorção perfeita induzida por interferência construtiva entre modo de ressonância F-P e modo quasi-guiado plasmônico de grafeno. Através da introdução de modo quasi-guiado plasmônico de grafeno, obtemos linha espectral com largura de linha mais estreita do modo de ressonância F-P da ranhura de prata. Quando distância g aumenta gradualmente, força de ressonância e largura de linha diminuem. Para aplicação, FOM* em nosso sistema atinge 10⁶. Além disso, janela de absorção pode ser sintonizada variando parâmetro geométrico e nível de Fermi do grafeno. Esses resultados poderiam fornecer novo caminho para realização de controle espectral dinâmico de nanoescala no infravermelho médio e sensores ópticos ultrasensíveis.