Nanolaser de Plasmon de Superfície de Perovskita: Comprimentos de Onda Ajustáveis e Desempenho de Baixo Limiar

Resumo

Estudamos sistematicamente as características de nanolasers de plasmon de superfície baseados em perovskita híbrida. Se a composição aniônica das perovskitas for alterada, o comprimento de onda de emissão pode ser facilmente ajustado. Realizamos modelagem de espectro completo apresentando nanofios de perovskita híbrida colocados em diferentes placas metálicas (Au, Ag e Al) revestidas com SiO₂. As nanocavidades propostas que suportam modos de lacuna plasmônicos exibiram propriedades distinguidas de nanolasers, como limiar de ganho de transparência baixo e limiar de lasing baixo. Os resultados experimentais correspondentes para o nanolaser MAPbBr₃ em Ag revelaram operação de baixo limiar. Essas características superiores foram atribuídas à interação luz-matéria aprimorada com acoplamento forte. Portanto, o esquema proposto, integrado com perovskita híbrida como material de ganho, fornece uma excelente plataforma para lasing plasmônico em nanoescala nos espectros visível a infravermelho próximo.

Introdução

Perovskitas de haleto de chumbo de metilamônio MAPbX₃, (MA = CH₃NH₃, X = I, Br, Cl), uma classe de semicondutores híbridos orgânico-inorgânicos, exibem excelentes propriedades ópticas adequadas para lasers de semicondutores devido às suas baixas taxas de recombinação não radiativa e longos tempos de vida de portadores. Adicionalmente, perovskitas híbridas de haleto misto podem alcançar ampla ajustabilidade de banda de energia correspondente a comprimentos de onda de emissão cobrindo regiões do espectro visível e partes do infravermelho próximo. Várias perovskitas têm se mostrado materiais de ganho óptico eficientes, por exemplo, na forma de filmes finos, nanoplacas e nanocristais. No entanto, o alto limiar de lasing é uma preocupação no uso de perovskitas em aplicações práticas como lasing acionado eletricamente ou sistemas de integração optoeletrônica. Sua alta qualidade cristalina (cristal único) pode diminuir a perda por espalhamento e baixar o limiar durante o processo de bombeamento. Recentemente, nanofios de perovskita (NWs) processáveis em solução foram demonstrados com sucesso. Com duas facetas terminais como refletores, os NWs de perovskita formam naturalmente uma cavidade óptica miniaturizada. Os benefícios, além de suas notáveis propriedades elétricas devido à sua forte força de oscilação de éxciton intrínseca, tornam os NWs de perovskita uma excelente plataforma para realizar dispositivos miniaturizados como lasers de éxciton-polaríton a temperatura ambiente, baixo custo e baixo limiar, em tamanho compacto.

No entanto, a pegada de modos ópticos associados a cavidades NW é restrita pelo limite de difração. Polaritons de plasmon de superfície (SPP) têm sido usados para minimizar os tamanhos de características de modos eletromagnéticos. Várias cavidades plasmônicas NW têm sido investigadas recentemente. Cavidades em esquema metal-isolador-semicondutor são especialmente promissoras para sustentar modos de lacuna plasmônicos híbridos. Portanto, colocamos amostras de NWs de perovskita dopados ou puros em placas metálicas revestidas com isolador para formar cavidades de Fabry-Perot plasmônicas. Os modos ressonantes, resultantes da circulação ao longo dos eixos longos dos NWs dos modos guiados de lacuna plasmônica, são altamente confinados pelos NWs. O volume modal efetivo reduzido pode aumentar a densidade local de estados de fótons e a força de acoplamento entre éxcitons e fótons. As características do laser do nanolaser proposto como cavidade robusta para lasing foram investigadas neste estudo. Por exemplo, as facetas terminais dos NWs podem não ser suficientes para refletir o modo guiado de lacuna plasmônica como espelhos, o que pode aumentar drasticamente o ganho de limiar das cavidades. Adicionalmente, interesses intensos de pesquisa são as capacidades de metais plasmônicos comuns como ouro (Au), prata (Ag), alumínio (Al) ou cobre (Cu) de reduzir o volume modal eficientemente sem qualquer deterioração do desempenho do laser em toda a região do espectro de comprimento de onda visível ao infravermelho próximo.

Neste estudo, analisamos as características de nanolasers baseados em perovskita colocados em diferentes placas metálicas (Au, Ag e Al) revestidas com SiO₂ sobre um amplo espectro usando o método de elementos finitos (FEM: pacote COMSOL). Para perovskita pura de cristal único MAPbX₃, as janelas de ganho espectral relacionadas às transições de banda na primeira zona de Brillouin para X = Cl, Br, I são aproximadamente 2,9 eV, 2,2 eV e 1,5–1,6 eV, respectivamente, com comprimentos de onda de emissão correspondentes λ = 425, 555 e 800 nm. Os NWs representados no inseto da Figura 1a ilustrando região ativa nas nanocavidades propostas exibem morfologia de superfície lisa que pode reduzir a perda por espalhamento durante o lasing. Convertendo as perovskitas naquelas dopadas com um ânion halogênio diferente usando o método de reação de troca iônica, podemos expandir o espectro de emissão das perovskitas para a região de comprimento de onda visível quase totalmente. De todos os metais plasmônicos, Ag exibe perda de metal relativamente baixa na região de comprimento de onda visível, e Al, sendo um elemento de baixo custo, recebe considerável atenção por suas excelentes propriedades plasmônicas na região de comprimento de onda azul a ultravioleta. Au é comumente considerado adequado para geração de onda plasmônica na região infravermelha. Esses três metais são selecionados para serem meios plasmônicos para aumentar a interação carga-fóton no sistema.

Método

Preparação de Cavidades de Nanofio de Perovskita

Como Ag exibiu as melhores características plasmônicas em operações de nanolaser, usamos NWs MAPbBr₃ na placa de Ag com uma camada espaçadora de SiO₂ de 10 nm de espessura para investigar o desempenho do nanolaser. A placa de Ag foi preparada usando evaporador de canhão de elétrons no substrato Si; os parâmetros de crescimento e recozimento foram otimizados para rugosidade de superfície plana seguida pela deposição da camada de SiO₂. A síntese de NW MAPbBr₃ baseou-se no método de auto-montagem em solução de uma etapa. Primeiro, 0,15 mmol de MABr e 0,15 mmol de pó PbBr₂ foram dissolvidos em 5 ml de N,N-dimetilformamida, que funcionou como solução precursora. A solução precursora foi então depositada por gota em placas de Ag revestidas com SiO₂. Segundo, o substrato suportando placas de Ag foi colocado em um estágio em um béquer contendo diclorometano. O substrato estava aproximadamente 3 cm acima da superfície líquida do diclorometano. Finalmente, o béquer coberto por uma camada de papel alumínio foi colocado em uma incubadora a 60 °C. Em 4 h, o processo de evaporação de líquidos no béquer foi completado e NWs MAPbBr₃ foram obtidos em placas de Ag revestidas com SiO₂. Então montamos as nanocavidades NW, com configurações mostradas na Figura 1a, em uma câmara de alto vácuo a 77 K.

Caracterização da Ação de Lasing

Para investigar a ação de lasing de uma única cavidade NW, usamos microscópio eletrônico de varredura para buscar NWs MAPbBr₃ com largura aproximadamente 100 nm e comprimento próximo a 3 μm. Após identificar a localização daqueles NWs, as amostras foram colocadas em uma câmara criogênica para bombeamento óptico. Uma geração de terceira harmônica de um laser de pulso Nd:YVO₄ emitido a 355 nm foi usada como fonte de bombeamento, e a duração do pulso e a taxa de repetição foram 0,5 ns e 1 kHz, respectivamente. Uma lente objetiva corrigida para infinito de ×100 próximo ao ultravioleta com abertura numérica de 0,5 (Mitutoyo) foi aplicada para focar o feixe de laser no NW MAPbBr₃ com tamanho de foco focal aproximadamente 15 μm de diâmetro. Apenas um NW foi bombeado por vez. Então, o sinal de emissão do NW MAPbBr₃ foi coletado usando a mesma lente objetiva. Uma fibra óptica com diâmetro de núcleo de 600 μm foi anexada à lente. Para coletar a emissão de saída dos espelhos terminais dos NWs em várias frequências, um dispositivo de carga acoplada resfriado a nitrogênio foi anexado a um monocromador único de 320 mm de comprimento (iHR320, Horiba) na outra extremidade da fibra.

Resultados e Discussão

A nanocavidade proposta exibe baixo limiar e forte confinamento modal, representado na Figura 1a. Determinamos os modos ressonantes para investigar as características da cavidade. Os perfis modais da nanocavidade apresentando um NW de perovskita em placa SiO₂/Ag são apresentados na Figura 1. Provamos que as vistas transversais do perfil do modo de ressonância |E| (b) em um antinodo do perfil ao longo do eixo z (plano x-y), (c) no meio da lacuna fina (abaixo do NW) (plano x-z), e (d) bissecando o NW (plano y-z), respectivamente. Como representado na Figura 1b, o perfil do modo de cavidade é de fato fortemente confinado com as características do modo guiado híbrido de lacuna. O padrão de ressonância ilustrado na Figura 1d revela as características de ambos os modos fotônicos de vazamento NW (largura abaixo da dimensão de corte) e ondas de plasmon de superfície propagantes. Além de um padrão de onda estacionária óbvio ao longo do eixo longo (direção z) representado na Figura 1c, a distribuição lateral do modo (ao longo da direção x) definida pelo NW pequeno de largura nanoscópica também é suficientemente confinada, o que concorda com as características do modo plasmônico.

Características de Guias de Onda de Perovskita Híbrida Plasmonica

Para investigar as características de lasing plasmônico na região de comprimento de onda visível a infravermelho próximo, a função dielétrica da versão híbrida de MAPbCl₃ dopado com Br (MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃) e MAPbBr₃ dopado com I (MAPb(IᵧBr₁₋ᵧ)₃) foram examinadas. Na perovskita de cristal único MAPbX₃, configurações eletrônicas complexas originam-se da hibridização de um grupo orgânico, catiônico de chumbo e estados aniônicos de halogênio que causam múltiplas transições eletrônicas. Na rede de MAPbX₃ dopado, os dopantes e vacâncias, introduzidos durante a reação de troca iônica, podem baixar a qualidade cristalina e manchar estados eletrônicos discretos. Portanto, em vez de realizar cálculos rigorosos de banda de primeiros princípios para revelar cada pico de absorção distinto na relação de dispersão da função dielétrica, denotamos que a função dielétrica ε como uma função simples da banda de energia de emissão (E_g) das perovskitas mistas (MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃) com várias composições de dopagem (x). A regra de Moss, ε(x) = a + b√E_g(x), é portanto adotada. A função dielétrica ε está relacionada à banda de energia de emissão E_g das perovskitas mistas (MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃) com composição de dopagem x. Na fórmula, a função dielétrica ε(x) de perovskitas puras MAPbCl₃ (x = 0) e MAPbBr₃ (x = 1) em seus respectivos comprimentos de onda de emissão correspondentes 425 e 555 nm foi usada para determinar constantes de ajuste a e b. A banda de energia de perovskitas puras foi deduzida dos comprimentos de onda de emissão. Então obtivemos a banda de energia de perovskita mista da relação E_g^MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃(x) = (1-x)E_g^MAPbCl₃ + xE_g^MAPbBr₃. Como mostrado na Figura 2, o índice de refração complexo (n, k) de MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃ é derivado da função dielétrica, n(x) + ik(x) = √ε(x), em cada composição de dopagem x. Com o aumento no conteúdo de Br, MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃ dopado exibe banda de energia deslocada para o vermelho e emite em comprimentos de onda maiores. O mesmo procedimento foi aplicado na derivação de (n, k) de MAPb(IᵧBr₁₋ᵧ)₃ com composição de dopagem I y, como representado na seção direita da Figura 2. A mistura de MAPbBr₃ (y = 0) e MAPbI₃ (y = 1), MAPb(IᵧBr₁₋ᵧ)₃ emite em comprimentos de onda longos de 555 a 800 nm. Os índices de refração de perovskitas dopadas são representados na Figura 2 e são usados nos cálculos seguintes. Os índices de refração de perovskitas puras MAPbCl₃, MAPbBr₃ e MAPbI₃ nas composições x = 0, x = 1 (y = 0) e y = 1 são (2,2, 0,013), (2,30, 0,01) e (2,49, 0,0009). Eles emitem em comprimentos de onda em 425, 555 e 800 nm, respectivamente.

Em seguida, estudamos as características de modos de lacuna plasmônicos fundamentais, que é formada pelo acoplamento entre modos fotônicos guiados de vazamento (abaixo da frequência de corte) de NWs de perovskita e ondas de superfície concentradas principalmente na interface de lacuna e metal. Como ilustrado na Figura 3, determinamos a perda modal e fator de confinamento dos modos guiados plasmônicos híbridos para o guia de onda — um NW de perovskita mista, MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃ e MAPb(IᵧBr₁₋ᵧ)₃ de composição de dopagem x e y de 0 a 1 em placa SiO₂/Ag, SiO₂/Al ou SiO₂/Au de espessura de lacuna t_g em seus comprimentos de onda de emissão correspondentes. Determinamos os modos guiados correspondentes a uma grande faixa de comprimentos de onda de emissão, de 425 a 555 nm para a perovskita MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃ e de 555 a 800 nm para MAPb(IᵧBr₁₋ᵧ)₃. Nestes cálculos, os índices de refração complexos das perovskitas dopadas eram (n, k) como representados na Figura 2. Os índices de refração dispersivos de camadas metálicas, Al, Ag e Au, foram adotados de dados experimentais prévios.

Com relação a perovskitas emitindo em comprimentos de onda de 425 a 555 nm, o guia de onda (WG) plasmônico com NW em placa de Al exibiu perda modal relativamente menor (em relação à placa de Ag) próximo a comprimentos de onda curtos como representado na Figura 3a. Assim, pequenas perdas metálicas observadas no modo híbrido nos WGs em placas de Al não foram observadas em placas de Ag. Uma razão foi que a frequência de plasmon de superfície de perovskita/SiO₂/Ag estava na proximidade de λ = 425 nm e a de perovskita/SiO₂/Al estava na proximidade de comprimentos de onda curtos. O confinamento de onda plasmônica próximo à frequência de plasmon foi extremamente forte devido à ressonância de oscilação de carga. Portanto, a absorção de energia eletromagnética nas proximidades foi alta. Caso contrário, para o WG com perovskita MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃ com x próximo a 1 (emitindo em comprimentos de onda longos de cores verdes) em placas de Al, a perda modal pode ser maior que em placas de Adicionalmente, determinamos o fator de confinamento de modos guiados de lacuna plasmônica em espessura de lacuna fixa (t_g = 0, 15 e 30 nm). O forte confinamento do perfil modal dentro da lacuna fina indicou forte sobreposição com o metal, causando assim perda ôhmica severa. Isso foi controlado aumentando a espessura da lacuna. Os fatores de confinamento de WGs de perovskita em placas de Ag foram relativamente maiores que outros WGs em placas de Al. Isso sugeriu um forte confinamento de modos de WG plasmônico próximo ao meio de ganho nas placas de Ag e uma pequena sobreposição com o entorno.

A sobreposição limitada de modos guiados com metal leva a menor perda modal como discutido anteriormente, porque a perda metálica é exclusivamente responsável pela perda modal neste esquema. Podemos observar que, como representado na Figura 3b, quando a frequência de plasmon de Ag se aproxima (próximo a comprimentos de onda curtos), os fatores de confinamento tornam-se mais fortes no WG nas placas de Al. Para revelar o confinamento de modos de lacuna plasmônica, calculamos os perfis modais |E| de um NW WG MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃ em placa de Ag como representado nos insets da Figura 3b em comprimentos de onda de 425 (x = 0) e 500 nm (x = 0,58) em t_g fixo de 5 nm. Para o WG em comprimentos de onda mais curtos, ou próximo à espessura mínima t_g = 0 nm, o acoplamento entre o modo fotônico do nanofio e modo plasmônico de superfície foram mais fortes, levando a um modo plasmônico altamente confinado (como representado nos gráficos com círculo amarelo). No entanto, em comprimentos de onda de emissão mais longos de perovskita com composição de dopagem mais alta, as forças de acoplamento tornam-se mais fracas. Os modos de lacuna plasmônica revelaram menos intensidade dentro da lacuna, e uma quantidade considerável de energia se espalha ao redor do meio circundante (como indicado pela figura com círculo vermelho). A sobreposição limitada de modos guiados com metal levou a menor perda modal. A tendência da curva de perda modal declinou com o aumento da espessura da lacuna. Em comprimentos de onda mais longos, similar ao WG com lacunas mais grossas, menor força de acoplamento resulta em menor força de confinamento.

Em WGs com perovskitas híbridas emitindo em comprimentos de onda de 555 a 800 nm, o esquema com NW MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃, a placa de Au pode não ser seu meio plasmônico adequado, como inferido pela grande perda modal (em relação às placas de Ag e Al) como representado na Figura 3c. A placa de Au exibiu um pico de absorção plasmônica em aproximadamente 520 nm. Portanto, a perda intrínseca de metal aumenta ao se aproximar de comprimentos de onda plasmônicos. No entanto, a superior estabilidade química torna Au um candidato preferido para explorar propriedades plasmônicas em dispositivos fotônicos, especialmente em comprimentos de onda de cores vermelha e laranja. A parte imaginária do índice de refração de Ag foi menor que a de Al nesta região de comprimento de onda. Em comprimentos de onda aproximadamente 550 nm, a perda de metal dominou a perda modal. Independentemente de a lacuna ser fina ou grossa, a perda modal correspondente de Al foi maior que a de Ag como representado na Figura 3c. A Figura 3d representou que os fatores de confinamento de três WGs com lacunas mais grossas são semelhantes em comprimentos de onda mais longos. A tendência das curvas de fator de confinamento e características de perfis modais ilustrados na Figura 3d são afetadas pelas forças de acoplamento; de maneira similar à discussão anterior da Figura 3b. Para investigar os modos ressonantes nas cavidades baseadas nestes modos de lacuna plasmônica fundamentais, que é o mais provável de lasing, determinamos os ganhos de limiar de transparência em cada caso, como apresentado na Figura 4.

Desempenho de Limiar de Nanolaser de Perovskita Híbrida Plasmonica

Avaliamos ganhos de limiar de transparência usando o fator de confinamento e perda modal de cada WG para comparar propriedades de ressonância nas nanocavidades de vários metais e espessuras de lacuna. O limiar de transparência é definido como a razão entre perda modal sobre o fator de confinamento. Como representado na Figura 4a, Ag exibe fatores de confinamento e limiares de transparência superiores para cada WG de perovskita MAPb(BrₓCl₁₋ₓ)₃ em seu comprimento de onda de emissão correspondente. A espessura ótima das cavidades com o menor limiar deve ser o caso mínimo de t_g = 0. Por exemplo, no mínimo t_g = 0, os ganhos de limiar de transparência dos modos plasmônicos em placas de Ag foram 18470,5 e 6259,1 denotados pelas estrelas pretas na Figura 4a em λ = 425 nm e Figura 4b em λ = 555 nm, respectivamente. Esses valores foram ligeiramente menores que aqueles em outras espessuras de lacuna. O modo plasmônico híbrido formado por acoplamento direto ao modo de plasmon de superfície exibe campos ultimamente confinados. No entanto, o perfil modal adequado para os refletores terminais refletirem completamente é frequentemente não o perfil extremamente confinado. Além disso, a camada de oxidação é comumente formada durante o processo de deposição, mas uma camada de oxidação pode se formar inexoravelmente ao longo do tempo. Com relação à camada de oxidação de espessura limitada na placa de Ag, o limiar foi relativamente baixo quando a espessura foi aproximadamente 5 a 7 nm. Nos comprimentos de onda próximos a 425 nm, o ganho de limiar de transparência do WG de perovskita em Al foi ligeiramente menor que em Ag, como resultado de menor perda de material e sobreposição substancial com a região de perda. Das discussões de perda modal e fatores de confinamento e resultados ilustrados na Figura 3, não é difícil antecipar os menores limiares das cavidades nas placas de Ag com perovskitas dopadas emitindo em comprimentos de onda longos de cores laranja e vermelha ou espectros infravermelhos, como representado na Figura 4b. O limiar foi consideravelmente alto nas cavidades em Au devido à absorção de material relativamente grande. Embora Al seja de baixo custo e exiba tendência limitada a formar uma camada de oxidação mensurável, ainda pode funcionar como um excelente meio plasmônico nestes esquemas incorporando perovskitas dopadas porque corresponde a limiares de transparência toleráveis e é menos sensível à espessura da lacuna e composição de dopagem, como representado na Figura 4a, b. Portanto, Ag é a melhor escolha como meio plasmônico para investigar o processo de lasing relacionado a metal com perovskita mesmo que seja necessário revesti-lo com uma camada de oxidação. Um dielétrico de baixo índice (camada de oxidação) de aproximadamente 5 a 10 nm de espessura pode sustentar modos guiados de lacuna plasmônica; esta camada de lacuna pode resultar em reflexão adequada nas facetas terminais para reduzir perda de espelho indesejada.

Após determinar a distribuição espacial de perfis modais como mostrado na Figura 1b-d, estimamos o fator de qualidade, Q usando Re[f_r]/2 Im[f_r], onde f_r é a auto-frequência complexa do modo ressonante obtida usando FEM 3D. Comparamos estes valores estimados do fator Q dos modos de ressonância nas cavidades obtidas usando três perovskitas (MAPbX₃; X: Cl, Br e I) em placas SiO₂-revestidas de Ag e Al em uma espessura de lacuna fixa t_g de 7 nm. Para comparação justa, o comprimento da cavidade L foi definido como quatro comprimentos de onda efetivos (4λ/Re[n_eff]) no λ correspondente, onde Re[n_eff] é o índice modal efetivo de modos guiados em cada caso. Concluímos que devido à grande perda intrínseca de material de Al no espectro visível, os fatores Q das cavidades em placas de Al não eram comparáveis às placas de Ag. O fator Q foi certamente maior na cavidade no comprimento de onda λ próximo a 425 nm. No entanto, era menos capaz de confinar o modo plasmônico híbrido dentro da região de ganho próximo às lacunas finas, como indicado pelo fator de confinamento. Portanto, a comparação de fatores Q também sugeriu que Ag é preferido no esquema plasmônico incorporando perovskita no espectro visível. Portanto, a perda por espalhamento das facetas terminais pode não ser o fator dominante que degrada o desempenho das cavidades. Como indicado pelos menores ganhos de limiar de transparência como representado na Figura 4b, os modos ressonantes na placa de Ag próximos a 800 nm potencialmente revelaram um valor relativamente alto de fator Q, o que indica potencial em aplicações futuras relacionadas a acoplamento éxciton-fóton aprimorado por plasmon e biossensoriamento.

Fotoluminescência dependente de potência foi medida para resolver os espectros de emissão e registrar a potência de lasing em várias entradas de bombeamento, como mostrado na Figura 5. Os espectros de emissão da cavidade com um NW MAPbBr₃ na placa de Ag revestida com SiO₂ são apresentados na Figura 5a. Picos de emissão no espectro foram então ajustados para obter a curva luz-luz (L-L) do nanolaser MAPbBr₃. Nos espectros de emissão, a potência de saída aumenta dramaticamente na potência de bombeamento maior que o limiar (em aproximadamente 1,62 μW de potência média); a mudança aguda também foi observada nas curvas L-L correspondentes como mostrado na Figura 5b. Uma vez que a potência de bombeamento é maior que o limiar de lasing, a largura de linha de emissão de pico único da saída de lasing diminui de 7,6 nm para aproximadamente 0,5 nm. Os sinais de saída foram coletados das facetas terminais dos NWs. A potência de limiar é uma ordem de magnitude menor que a dos nanolasers de NW ZnO na placa de Ag. Razões possíveis poderiam ser o ganho de material superior fornecido por MAPbBr₃ que o de ZnO e a menor perda interna a 550 nm que a de 370 nm. Adicionalmente, lasers plasmônicos de NW de perovskita revelam vários limiares em diferentes temperaturas. Para operar sob potências de bombeamento fortes a temperatura ambiente mantendo o desempenho dos dispositivos sem ablação severa de material e degradação térmica, a estabilidade térmica e qualidade cristalina de NW de perovskita poderiam ser os parâmetros-chave a serem melhorados. Características desejáveis como baixo limiar e largura de linha estreita estendem aplicações potenciais em futuros dispositivos fotônicos ativos miniaturizados.

Conclusões

Análise de espectro completo de parâmetros do laser incluindo características de modo guiado, ganhos de limiar de transparência e fator de qualidade estimado dos nanolasers baseados em perovskita que apresentavam nanofios de perovskita dopados colocados em três tipos de placas metálicas (Ag, Al e Au) revestidas com SiO₂ foi conduzida. Os resultados calculados usando FEM revelaram que Ag pode ser uma escolha adequada como metal plasmônico para aplicação optoeletrônica baseada em perovskita MAPbX₃. A nanocavidade proposta — um nanofio MAPbBr₃ na placa SiO₂/Ag, exibiu baixo limiar de lasing e largura de linha estreita correspondendo a pegada de saída nanoscópica. Essas vantagens podem resultar em forte acoplamento de éxciton-polaríton-fótons. Com as características superiores de carga possuídas por perovskitas, este esquema é um candidato apropriado para desenvolver fontes de luz de próxima geração.