通过叠加两个高损耗谐振器来拓宽少层吸收器的带宽

介绍

长期以来，具有广泛吸收的光吸收体一直是许多应用的主要科学和技术目标 [1,2,3,4,5,6,7,8,9]，包括热光伏 [10,11,12 ,13,14,15]、蒸汽生成 [16, 17] 和光电检测 [18]。近年来，由亚波长晶胞二维阵列制成的人工结构材料光学超材料/超表面吸收器得到了广泛的研究和开发 [1, 2]，例如密集排列的纳米线 [19]、纳米管 [15]、锥形凹槽 [20,21,22] 和金字塔形设计 [23, 24]。尽管在基于 2D 阵列 [25,26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36,37] 的这些吸收器的性能增强方面做出了巨大努力，但大多数这些纳米结构的制造复杂性，需要电子束光刻 (EBL) [20]、聚焦离子束 (FIB) 铣削 [23]、纳米压印光刻 [22] 或光刻技术 [24]，阻碍了它们的进一步升级。

为了解决这些问题，基于免光刻平面设计概念的一维超表面成为近年来深入研究的主题 [1, 5, 8, 25,26,27]。最近，科学家们证明了一些少层配置（如单层贵金属、绝缘体-金属（IM）和金属-绝缘体-金属（MIM）结构）的吸收能力[1, 8, 25,26,27, 38,39,40,41,42,43,44,45,46,47,48]，有利于局部吸收热量的积累。首先，对于基于贵金属（例如 Au 和 Ag）的简单平面构型，吸收带宽 (A> 90%) 小于 500 nm，因为吸收仅由表面等离子体激元 (SPP) 效应机制引起 [1,2,3,4,5,6,7,8]。由于动量匹配条件 [1,2,3,4,5,6,7,8]，这些基于 SPP 效应的吸收器也显示出固有的角度相关特性。此外，还提出了一些使用基于 IM 或 MIM 平面配置的贵金属的吸收器，并通过使用法布里-珀罗 (FP) 共振进行了演示。然而，对于这些平面吸收体（例如 Ge/Au [48] 和 Ag/Si/Ag [49]），吸收带宽 (A> 80%) 通常小于 300 nm，因为仅使用了一个 FP 共振。同时，上述大多数吸收体中贵金属的材料成本昂贵[1,2,3,4,5,6,7,8,48,50]。最近，几个小组使用基于 MIM 平面纳米结构的非贵金属（如 Mo 或 Gr）来展示光吸收剂 [50, 51]。基于单费布里-珀罗 (FP) 共振的 Mo/Al2O3/Mo 吸收剂在 400 到 900 nm 范围内显示出 90% 以上的吸收 [50]。基于一种 FP 共振的 Cr/Al2O3/Cr 吸收剂在 400 到 1150 nm 范围内的吸收率超过 90% [51]。对于大多数报道的少层平面吸收器，带宽 Δλ 可见光-近红外波长中的 BW (A> 90%) 小于 750 nm。同时，对于这些基于一个 FP 共振的 MIM 平面纳米结构，在 TE 偏振入射下，对于大于 40° 的入射角，400-1000 nm 波长的平均吸收效率将降至 90% 以下。这种依赖于角度的光谱特性是一个显着的缺点，这使得吸收剂难以应用于实际用途。因此，设计和实现少层非贵重一维超表面以实现全向、宽带和高效吸收具有挑战性，但在实际应用中是必要的。

在这里，我们提出并通过实验证明了几层非高贵的一维超表面，它叠加了两个高损耗谐振器以加宽带宽（Δλ BW) 的吸收器。几层非高贵一维超表面是厚金属膜上的介电/金属/介电薄层，它由两个高损耗谐振器组成。由于两个高损耗谐振器的叠加，我们提出的超表面的平均吸收效率在 400 到 1200 nm 的波长范围内超过 97%。吸收带宽 (A> 90%) 高达 1000 nm (410–1410 nm)，大于 (∆λ BW =750 nm[51]) 之前的 MIM 平面吸收器 [1,2,3,4,5,6,7,8,48,50]。此外，在 350 至 1000 nm 的波长范围内，高达 0-65° 的大范围入射角的平均吸收率均超过 90%。与之前的 MIM 平面吸收器 [1,2,3,4,5,6,7,8, 48, 50] 相比，这使得我们的吸收器更适合实际应用，其中波长为 400-1000 nm 的平均吸收效率在 TE 偏振入射下，对于大于 40° 的入射角，将下降到 90% 以下。超表面是通过在玻璃基板和柔性 PET 基板上的单步电子束气相沉积制造的。非贵重超表面的测量吸收光谱与模拟结果匹配良好。由于超薄吸收层（厚度 =10 nm）中的高效光吸收和光热能量转换，非贵金属超表面在被卤素光源（P =1.2 kW/m ² ）。升高的温度 (ΔTe =25.1 K) 高于最近报道的基于金粒子超表面的太阳能吸收器的温度 (ΔTe =12°C 在 P 下) =2.4 kW/m ² ) [48] 和金/镍等离子体超表面（ΔTe =8°C，P =1.2 kW/m ² ) [49]。在实际应用中，我们证明了超表面能够在卤素光源（P =1.2 kW/m ² ）。与之前的基于金/TiO2 粒子超表面的太阳能防冰工作相比，这更有效，使用卤素光源和 P =2.4 kW/m ² [48]。我们的一维少层超表面的免光刻制造易于缩放，有利于其在实际光热应用中的广泛应用。

设计和方法

设计的一维少层超表面由厚金属膜上的绝缘体/金属（高损耗）/绝缘体薄层组成，如图 1a 所示。前三层薄层的厚度为h 1、h 米，和，h 2、分别。照明光可以在 IM 平面纳米结构中的电介质 - 空气界面和电介质 - 金属界面来回反射，构建谐振器 [48]，如图 1b（谐振器 1）所示。谐振器 1 的长度为 h 1 .同样，金属（高损耗）/绝缘体/金属（高损耗）平面纳米结构也是谐振器[49,50,51]（图1c中用谐振器2表示），谐振器2的长度为h2 .两个谐振器的谐振条件为

一维少层超表面的设计

其中，λ res 是共振波长。 n i 和 t i 分别是绝缘层的折射率和厚度。 米 是一个整数，用于确定谐振模式的阶数。 Φb 和Φt 是从两次反射获得的相移。基于方程。 (1)、通过增加t 我 ，谐振波长λ 资源 会红移。此外，随着厚度的增加（t 我 ) 的绝缘体层，谐振模式的数量将增加。为了增加吸收和拓宽操作带宽（Δλ BW) 的谐振器，顶部和底部金属层均采用高损耗金属材料。众所周知，自然界中有很多高损耗材料，如Ti、W、Ni等。这些材料不贵。这里，选择Ti作为高损耗金属（第二层和第四层）。选择 MgF2 层作为第一层和第三层。其他类似的电介质如SiO2、TiO2和聚合物也可用作介电层。

为了证明图 1a 中的结构具有两个谐振器，分别模拟和描绘了图 1b、c 中的 IM 和 MIM 平面结构的吸收光谱。超表面的吸收可以使用A的公式计算 =1 − R − T .执行二维有限差分时域 (FDTD) 方法来模拟所提出的结构。垂直入射光沿负 z 方向入射，沿 x 方向偏振。网格大小设置为 1 nm。在 x 和 y 方向应用周期性边界条件。完美匹配层 (PML) 在模型的上下边界处实现。对于电介质和金属材料的介电常数值，采用[53]中的实验数据。在实验中，设计的超表面是通过使用电子束蒸发器制造的。超表面的光透射（T）和反射（R）光谱由岛津UV3600分光光度计测量。

模拟结果与讨论

对于图 1b 中的 IM 结构，MgF2/Ti 平面结构放置在 MgF2 衬底上，厚度 (h 米 ) 的 Ti 层为 10 nm。如图 2a 所示，随着介电层厚度的增加，可以观察到 MgF2/Ti 层结构中谐振模式的数量逐渐增加，与公式 2 吻合得很好。 (1).这表明图 1b 中的 MgF2/Ti 层结构是 一个谐振器 [48]。同时，我们还可以发现，较低的谐振模式（对应于较小的介电层厚度）具有较大的带宽（Δλ 体重）。对于图 1c 中的 MIM 结构，厚度 (h 2) 顶部 Ti 层的设计为 10 nm，而底部 Ag 是无限大的以阻挡透射光。同样，我们可以看到明显的谐振行为，低阶谐振模式具有更大的带宽（Δλ BW)，如图 2b 所示。

一 不同h下MgF2/Ti/MgF2层结构的模拟吸收光谱 1. b 不同h的Ti/MgF2/Ti层结构的模拟吸收光谱 2. c 由基底上的 MgF2/Ti/MgF2/Ti 层组成的超表面结构的模拟吸收/透射/反射光谱。 d 结构在两个吸收峰波长处的功率耗散密度计算

为了获得宽带吸收光谱，通过合理选择厚度(h 1 =105 纳米，h 2 =95 nm) 的两个介电（相位匹配）层。由于电介质-空气界面和电介质-金属界面的反射率相对较低，基谐振模具有较高的光损耗。图 2c 绘制了超表面在 350 到 1500 nm 范围内的可见光和近红外波长范围内吸收（红色实线）的模拟结果。由于两个谐振腔的存在，在较短波长（约 470 nm）和较长波长（约 790 nm）处有两个吸收峰，如图 2c 所示。由于两个谐振器的相互作用，这两个谐振峰与隔离谐振器的谐振峰略有不同。由于谐振器的叠加，一维少层超表面在 350-1200 nm 波长处的平均吸收效率高于 97%。工作带宽 (A> 90%) 的 ∆λ BW =1000 nm 大于那些 (∆λ BW ≤ 750 nm) 之前基于 IM 和 MIM 结构的太阳能吸收器 [1,2,3,4,5,6,7,8]。

为了进一步验证一维超表面吸收器的物理机制，计算了两个吸收峰的功率耗散密度分布图，结果如图 2d 所示。正如预期的那样，入射光主要在薄吸收（高损耗金属）层中被吸收。此外，为了证明所提出结构设计的有效性和通用性，我们还模拟了其他高损耗金属的超表面性能。例如，在附加文件 1：图 S1 中描述了使用其他金属（如 W、Ni 和 Cr）对非贵金属表面的吸收、透射和反射的模拟结果。在模拟中，第一层和第三层的材料是MgF2。使用 W 的超表面在 350 到 1000 nm 的波长范围内也具有 97% 以上的平均吸收率。

在图 3a 中计算和讨论了具有不同吸收层厚度的超表面的吸收光谱。超表面吸收剂在 400-1200 nm 的波长范围内保持其平均吸收率高于 90% m <16 纳米）。结果表明，在较宽的薄吸收层厚度范围内可以实现高吸收性能，有利于方便制造。然而，之前的工作只使用单个谐振器，需要高精度的薄吸收层厚度才能达到临界耦合条件，以实现有效吸收。

一 不同h的超表面结构的模拟吸收光谱 米 . b –c b下超表面吸收剂的角度相关吸收光谱 TE 极化和 c 分别为 TM 偏振光。 d TE 偏振光和 TM 偏振光在 0° 到 80° 的各种入射角下的平均吸光度范围为 350 到 1000 nm。 e 计算的太阳能热效率 (C =1000) TE偏振光和TM偏振光在0°到80°的各种入射角

角度和偏振相关性也是评估光吸收体的重要标准，因此我们进一步计算了其在横向电（TE）和横向磁（TM）模式下不同入射角下的吸收光谱，如图 3b、c 所示。 .图 3d 中还计算并描绘了 350 至 1000 nm 波长范围内的平均吸收。我们可以清楚地看到，在高达 65° 的入射角下，350 到 1000 nm 波长范围内的平均吸收率保持在 90% 以上。它们的平均吸收率随着入射角的增加而略有下降，并且在 TE 偏振和 TM 偏振光下，入射角高达 75° 时仍高达 80%。对于这些以前基于一个谐振器的几层平面纳米结构，在 TE 偏振入射下，对于大于 40° 的入射角，在 400 到 1000 nm 波长范围内的平均吸收效率将下降到 90% 以下。 [1,2,3 ,4,5,6,7,8, 48, 50]。这些结果表明，与之前的几层平面吸收器相比，这种超表面具有最佳的角度独立性能 [1,2,3,4,5,6, 7,8]。原因是，大多数先前报道的少层平面吸收器仅基于一种吸收机制。然而，我们的吸收器中的吸收是基于两个高损耗谐振器的叠加。基于模拟的吸收光谱，我们计算了太阳能到热能的转换效率ƞ ，如下[52]

其中 E α 是总太阳能吸收率； E R 为热辐射损失； E 太阳是光谱太阳辐射； EB (λ ,T A) 是温度 T 下的黑体辐射 一个; C 是浓度因子，通常在 1 到 1000 之间[52]。计算结果由图 3e 中的实线显示。吸收器执行高ƞ 在入射角为 θ 的 TE 偏振光下，太阳热为> 0.9 <=60°，如图3e所示。同时，吸收体保持ƞ> =0.9 在入射角为θ的TM偏振光下 <=55°，如图3e所示。这种性能优于以前的太阳能吸收器 [52]。 ƞ 参考文献中的各种入射角。 [52] 由图 3e 中的虚线表示。对于 TM 极化，ƞ 我们的吸收器比 [52] 中的吸收器高约 20%。这些结果表明我们的超表面的光吸收不仅是宽带的，而且是广角的。

实验结果与讨论

为了验证所提出的一维超表面吸收器，我们仅使用电子束蒸发器来制造设计的超表面。 Ti (150 nm) 的底层、MgF2 的间隔物 (95 nm)、薄吸收 Ti 层 (10 nm) 和 MgF2 层 (105 nm) 沉积在玻璃基板上。制造的吸收器的图像如图 4a 所示，我们可以观察到样品全黑。接下来，光传输 (T ) 和超表面的反射 (R) 光谱在 350-1500 nm 的波长下使用连接到积分球 (ISR-3100) 的 Shimadzu UV3600 分光光度计进行测量。吸收（A ) 然后由 A 计算 =1–R –T .显然，我们看到具有两个吸收峰的宽带吸收光谱，图 2c 中的模拟结果与图 4b 中的实验结果显示出良好的一致性。实验结果的平均吸收率在 350 到 1200 nm 的波长范围内超过 97%。带宽 (∆λ 吸收大于 90% 的 BW) 高达 1030 nm (350 nm-1380 nm)，大于 (Δλ BW =750 nm [51]) 的先前报道的 IM 和 MIM 平面吸收剂 [2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16,17]。

一 玻璃基板上的超表面照片。 b 超表面结构的实验吸收/透射/反射光谱。 c PE 基板上的柔性超表面的照片。 d 柔性超表面的实验吸收/透射/反射光谱。 e 超表面吸收剂在非偏振光下的实验角度相关吸收光谱。 f 非偏振光在 0° 到 70° 不同入射角下在 350 到 1000 nm 波长范围内的实验平均吸收

此外，我们还将超表面结构沉积在柔性（PE、聚乙烯）基板上，图 4c 表示制造的柔性样品的图像，也是黑色的。柔性样品的光学特性也在图 4d 中进行了测量和描绘，并且在 350-1100 nm 的波长下获得了超过 95% 的平均吸收率。图 4b 和 d 之间在较短波长处吸收差异很小的原因是在沉积过程中确保其高精度的金属/电介质厚度有点困难。如图 4e 所示，我们还用非偏振光测量了不同入射角下的吸收光谱。实验结果表明，我们的吸收体对入射角不敏感，与仿真结果一致。在 0° 到 70° 的各种入射角下测量的平均吸收范围从 350 到 1000 nm 也描绘在图 4f 中。在 350 nm-1000 nm 的波长范围内测量的平均吸收在入射角保持在 90% 以上，如高达 65°，这与图 3d 中的模拟结果非常吻合。请注意，对于这些报道的基于一个谐振器的几层平面纳米结构，在 TE 偏振入射下，对于大于 40° 的入射角，在 400 到 1000 nm 波长范围内的平均吸收效率将降至 90% 以下。 [1,2 ,3,4,5,6,7,8, 48, 50]

为了进一步评估我们的超表面在光热应用中的潜力，我们还表征了其光热特性。我们使用宽带卤素光源，然后通过 XINTEST-HT18 红外温度计记录超表面样品的温度升高。卤素光源的功率在以下实验中采用XINBAO-SM206光度计测量。从图 5a 中可以清楚地看出，产生的热量被高度限制在超表面样品周围。在 P 的卤素灯下，柔性超表面将其表面温度从室温提高了 25.1 K =1.2 kW/m ² .表面温度的增加高于最近报道的基于金粒子超表面（A =83%, ∆T e =12 °C, P =2.4 kW/m ² )[54] 和金/镍等离子体超表面 (ΔT e =8 °C, P =1kw/m ² ) [55] 此外，图 5b、c 显示了超表面和玻璃样品上冻结水滴的代表性图像序列。首先，单个水滴沉积并冻结在超表面和玻璃的表面上。然后，卤素灯点亮 (P ≈ 1.2 kW/m ² ) 用粘附在超表面或玻璃上的冷冻液滴照亮表面。对于超表面样品，液滴在 40 秒后开始滑动，并在大约 75 秒内完全去除。相比之下，在相同光照下，玻璃没有看到冻结液滴的变化。注意，光照强度 (P =1.2 kW/m ² ) 的入射光在我们的工作中只有一半 (P =2.4 kW/m ² ) 在之前基于金/TiO2 粒子超表面的太阳能防冰研究中[54]，表明我们的超表面更利于实际应用。

一 超表面吸收器的热图像。 b 发光的超表面和玻璃上冻结水滴的代表性快照

结论

总之，提出了一种有效的设计策略来实现基于一维非贵金属表面的宽带吸收器，该表面由电介质/金属/电介质/金属层组成。由于两个高损耗谐振器的叠加，在 350-1200 nm 波长处的平均吸收率达到 97% 以上。大于 90% 的吸收带宽高达 1000 nm (410–1410 nm)，这比之前的 MIM 平面吸收剂的带宽 (≤ 750 nm) 大 [1, 5, 8, 25,26,27]。超表面是通过简单的电子束沉积方法制造的，为大面积应用提供了可能性。模拟和实验结果表明，在 350 到 1000 nm 范围内的高达 65° 的入射角下，我们的吸收体的宽带吸收率保持在 90% 以上。对于以前的几层平面吸收器，在 TE 偏振入射下，对于大于 40° 的入射角，在 400 到 1000 nm 波长范围内的平均吸收效率将降至 90% 以下。 [1,2,3,4,5 ,6,7,8, 48, 50]。此外，通过在柔性基板上沉积超表面也证明了柔性。在 P 卤素灯下，柔性超表面将其表面温度从室温提高了 25.1 K =1.2 kW/m ² .在实际应用中，我们研究了柔性超表面在 P 卤素灯下除冰的能力 =1.2 kW/m ² .这种具有宽带和高效吸收的一维超表面可能在太阳能驱动的冰层中具有潜在的应用。

数据和材料的可用性

在当前研究期间生成和/或分析的数据集可根据合理要求从相应的作者处获得。

缩写

BW：

带宽

FDTD：

有限差分时域

即时通讯：

绝缘体-金属

MIM：

金属-绝缘体-金属