Verbreiterung der Bandbreiten von Absorbern mit wenigen Schichten durch Überlagerung von zwei verlustreichen Resonatoren

Einführung

Ein optischer Absorber mit hoher und breiter Absorption ist seit langem ein wichtiges wissenschaftliches und technologisches Ziel [1,2,3,4,5,6,7,8,9] für viele Anwendungen, einschließlich der thermischen Photovoltaik [10,11,12 ,13,14,15], Dampferzeugung [16, 17] und Photodetektion [18]. In den letzten Jahren wurden die optischen Metamaterial/Metaoberflächen-Absorber, künstlich strukturierte Materialien aus 2D-Arrays von Subwellenlängen-Elementarzellen, umfassend untersucht und entwickelt [1, 2], wie z. B. dicht gepackte Nanodrähte [19], Nanoröhren [15], konische Rillen [20,21,22] und pyramidale Designs [23, 24]. Obwohl enorme Anstrengungen zur Leistungssteigerung dieser Absorber auf Basis von 2D-Arrays unternommen werden [25,26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36,37], ist die Herstellungskomplexität der meisten dieser Nanostrukturen , die Elektronenstrahllithographie (EBL) [20], fokussiertes Ionenstrahlfräsen (FIB) [23], Nanoimprint-Lithographie [22] oder Lithographie-Technologie [24] erfordern, behindert deren weitere Skalierung.

Zur Lösung dieser Probleme wurden in den letzten Jahren 1D-Metaoberflächen auf Basis des Konzepts lithographiefreier planarer Designs intensiv untersucht [1, 5, 8, 25, 26, 27]. Kürzlich haben Wissenschaftler die Absorptionsfähigkeit einiger Konfigurationen mit wenigen Schichten (wie einzelne Edelmetallschichten, Isolator-Metall-(IM)- und Metall-Isolator-Metall-(MIM)-Strukturen) nachgewiesen [1, 8, 25, 26, 27, 38,39,40,41,42,43,44,45,46,47,48], die für die lokale Akkumulation der aufgenommenen Wärme günstig sind. Zum einen sind für die einfachen planaren Konfigurationen auf Basis von Edelmetallen (wie Au und Ag) die Absorptionsbandbreiten (A> 90%) sind kleiner als 500 nm, da die Absorption nur durch einen Effektmechanismus von Oberflächenplasmonenpolaritonen (SPP) verursacht wird [1,2,3,4,5,6,7,8]. Diese auf dem SPP-Effekt basierenden Absorber zeigen aufgrund der Impulsanpassungsbedingungen auch von Natur aus winkelabhängige Eigenschaften [1,2,3,4,5,6,7,8]. Außerdem wurden einige Absorber mit Edelmetallen basierend auf einer IM- oder MIM-Planarkonfiguration vorgeschlagen und mithilfe der Fabry-Perot(FP)-Resonanz demonstriert. Für diese planaren Absorber (wie Ge/Au [48] und Ag/Si/Ag [49]) sind jedoch die Absorptionsbandbreiten (A> 80 % sind im Allgemeinen kleiner als 300 nm, da nur eine FP-Resonanz verwendet wird. Inzwischen sind die Materialkosten für Edelmetall bei den meisten der oben genannten Absorber hoch [1,2,3,4,5,6,7,8, 48, 50]. Kürzlich verwendeten mehrere Gruppen Nichtedelmetalle (wie Mo oder Gr) basierend auf MIM-Planar-Nanostrukturen, um optische Absorber zu demonstrieren [50, 51]. Das Mo/Al₂ O₃ /Mo-Absorber basierend auf einer einzelnen Febry-Perot (FP)-Resonanz zeigte eine Absorption von über 90 % von 400 bis 900 nm [50]. Das Cr/Al₂ O₃ /Cr-Absorber basierend auf einer FP-Resonanz zeigte eine Absorption von über 90 % von 400 bis 1150 nm [51]. Für die meisten der berichteten planaren Absorber mit wenigen Schichten beträgt die Bandbreite ∆λ _BW (A > 90%) im sichtbaren bis nahen Infrarot ist kleiner als 750 nm. Bei diesen planaren MIM-Nanostrukturen, die auf einer FP-Resonanz basieren, würde die durchschnittliche Absorptionseffizienz bei Wellenlängen von 400–1000 nm bei einem Einfallswinkel von mehr als 40° unter einem TE-Polarisationseinfall unter 90 % sinken. Eine solche winkelabhängige Spektralcharakteristik ist ein erheblicher Nachteil, der es schwierig macht, die Absorber in praktischen Anwendungen einzusetzen. Daher ist das Entwerfen und Realisieren von nicht-edlen 1D-Metaoberflächen mit wenigen Schichten, um eine omnidirektionale, breitbandige und effiziente Absorption zu erreichen, eine Herausforderung, aber für praktische Anwendungen notwendig.

Hier schlagen wir eine mehrschichtige nicht-edle 1D-Metaoberfläche vor und demonstrieren sie experimentell, die zwei verlustreiche Resonatoren überlagert, um die Bandbreiten zu verbreitern (∆λ _BW ) von Absorbern. Die nicht-edle 1D-Metaoberfläche mit wenigen Schichten besteht aus dielektrischen/Metall/dielektrischen dünnen Schichten auf einem dicken Metallfilm und besteht aus zwei verlustreichen Resonatoren. Aufgrund der Überlagerung der beiden verlustreichen Resonatoren liegt die durchschnittliche Absorptionseffizienz unserer vorgeschlagenen Metaoberfläche bei Wellenlängen von 400 bis 1200 nm über 97 %. Die Absorptionsbandbreiten (A> 90 % beträgt bis zu 1000 nm (410–1410 nm), was mehr ist als das (∆λ _BW = 750 nm[51]) früherer MIM-Planarabsorber [1,2,3,4,5,6,7,8, 48, 50]. Darüber hinaus übersteigt die durchschnittliche Absorption für einen weiten Bereich von Einfallswinkeln von bis zu 0–65° bei Wellenlängen von 350 bis 1000 nm alle 90 %. Dies macht unsere Absorber für praktische Anwendungen vorteilhafter als frühere MIM-Planarabsorber [1,2,3,4,5,6,7,8, 48, 50], deren durchschnittliche Absorptionseffizienz bei Wellenlängen von 400–1000 nm unter 90 % für einen Einfallswinkel von mehr als 40° unter TE-Polarisationseinfall fallen würde. Die Metaoberfläche wird durch einen einzigen Schritt der Elektronenstrahl-Dampfabscheidung auf einem Glassubstrat sowie einem flexiblen PET-Substrat hergestellt. Die gemessenen Absorptionsspektren der nicht edlen Metaoberfläche stimmen gut mit den Simulationsergebnissen überein. Aufgrund der effizienten optischen Absorption und photothermischen Energieumwandlung in der ultradünnen Absorptionsschicht (Dicke  = 10 nm) zeigt die unedle Metaoberfläche eine Temperaturerhöhung (ΔTe = 25.1 K) bei Beleuchtung mit einer Halogenlichtquelle (P = 1,2 kW/m ² ). Die erhöhte Temperatur (ΔTe = 25.1 K) ist höher als die der kürzlich berichteten Solarabsorber basierend auf einer Goldpartikel-Metaoberfläche (ΔTe = 12 °C unter P = 2,4 kW/m ² ) [48] und plasmonische Gold/Nickel-Metaoberfläche (ΔTe = 8 °C unter P = 1,2 kW/m ² ) [49]. Für praktische Anwendungen zeigen wir, dass die Metaoberfläche unter einer Halogenlichtquelle Eis entfernen kann (P = 1,2 kW/m ² ). Dies ist effizienter im Vergleich zu den vorherigen solaren Anti-Eis-Arbeiten, die auf einem Gold/TiO₂ . basieren Partikelmetaoberfläche mit einer Halogenlichtquelle mit P = 2,4 kW/m ² [48]. Die lithographiefreie Herstellung unserer 1D-Metaoberfläche mit wenigen Schichten ist einfach zu skalieren, was ihren umfassenden Einsatz in praktischen photothermischen Anwendungen erleichtert.

Design und Methoden

Die entworfene 1D-Metaoberfläche mit wenigen Schichten besteht aus Isolator/Metall (mit hohem Verlust)/Isolator-Dünnschichten auf einem dicken Metallfilm, wie in Abb. 1a gezeigt. Die Dicke der oberen drei dünnen Schichten beträgt h ₁ , h _m , und, h ₂ , bzw. Das Beleuchtungslicht kann von der Dielektrikum-Luft-Grenzfläche und der Dielektrikum-Metall-Grenzfläche in der IM-Planar-Nanostruktur hin und her reflektiert werden, wodurch ein Resonator aufgebaut wird [48], wie in Abb. 1b (Resonator 1) gezeigt. Die Länge von Resonator 1 beträgt h ₁ . In ähnlicher Weise ist die planare Nanostruktur aus Metall (mit hohem Verlust)/Isolator/Metall (mit hohem Verlust) ebenfalls ein Resonator [49,50,51] (bezeichnet durch Resonator 2 in Abb. 1c), und die Länge von Resonator 2 beträgt h ₂ . Die Resonanzbedingung der beiden Resonatoren ist

Design von 1D-Metaoberflächen mit wenigen Schichten

Hierin, λ _res ist die Resonanzwellenlänge. n _ich und t _ich sind der Brechungsindex bzw. die Dicke der Isolatorschicht. m ist eine ganze Zahl, die die Reihenfolge des Resonanzmodus bestimmt. Φ_b und Φ_t sind die Phasenverschiebung, die aus zwei Reflexionen gewonnen wird. Basierend auf Gl. (1) durch Erhöhen von t _ich , die Resonanzwellenlänge λ _res wird rot verschoben. Außerdem wird mit zunehmender Dicke (t _ich ) der Isolatorschicht erhöht sich die Anzahl der Resonanzmoden. Um die Absorption zu erhöhen und die Betriebsbandbreite zu erweitern (∆λ _BW ) von Resonatoren werden verlustreiche Metallmaterialien sowohl für die obere als auch für die untere Metallschicht verwendet. Wie wir alle wissen, gibt es in der Natur viele verlustreiche Materialien wie Ti, W und Ni. Diese Materialien sind kostengünstig. Hierbei wird Ti als Metall mit hohem Verlust (zweite Schicht und vierte Schicht) gewählt. Ein MgF₂ Schicht wird als erste und dritte Schicht gewählt. Andere ähnliche Dielektrika wie SiO₂ , TiO₂ , und Polymere können auch als dielektrische Schichten verwendet werden.

Um zu beweisen, dass die Struktur in Fig. 1a zwei Resonatoren aufweist, werden die Absorptionsspektren der IM- und MIM-Planarstrukturen in den Fig. 1b, c simuliert bzw. dargestellt. Die Absorption der Metaoberfläche kann mit einer Formel von A . berechnet werden = 1 − R − T . Das zweidimensionale Finite-Difference-Time-Domain-(FDTD)-Verfahren wird durchgeführt, um die vorgeschlagene Struktur zu simulieren. Ein normal einfallendes Licht fällt entlang der negativen z-Richtung mit der Polarisation entlang der x-Richtung ein. Die Maschenweite ist auf 1 nm eingestellt. In x- und y-Richtung werden periodische Randbedingungen angewendet. Am oberen und unteren Rand des Modells werden Perfectly Matched Layers (PML) implementiert. Für die Permittivitätswerte von dielektrischen und metallischen Materialien werden die experimentellen Daten in[53] verwendet. Im Experiment wird die entworfene Metaoberfläche unter Verwendung eines Elektronenstrahlverdampfers hergestellt. Die optischen Transmissions- (T) und Reflexionsspektren (R) der Metaoberfläche werden mit einem Shimadzu UV3600 Spektrophotometer gemessen.

Simulationsergebnisse und Diskussion

Für die IM-Struktur in Abb. 1b ist der MgF₂ /Ti-Planarstruktur wird auf dem MgF₂ . platziert Substrat und die Dicke (h _m ) der Ti-Schicht beträgt 10 nm. Wie in Abb. 2a gezeigt, kann mit zunehmender Dicke der dielektrischen Schicht die Anzahl der Resonanzmoden in MgF₂ . beobachtet werden Die Struktur der /Ti-Schichten nimmt allmählich zu und stimmt gut mit Gl. (1). Dies weist darauf hin, dass MgF₂ /Ti-Schichtenstruktur in Abb. 1b ist ein Resonator [48]. Inzwischen können wir auch feststellen, dass der niedrigere Resonanzmodus (entsprechend der geringeren Dicke der dielektrischen Schicht) eine größere Bandbreite (∆λ _BW ). Für die MIM-Struktur in Abb. 1c ist die Dicke (h ₂ ) der oberen Ti-Schicht ist auf 10 nm ausgelegt, während die untere Ag unendlich ist, um das durchgelassene Licht zu blockieren. In ähnlicher Weise können wir das offensichtliche Resonanzverhalten sehen, und der Resonanzmodus niedrigerer Ordnung hat eine größere Bandbreite (∆λ _BW ), wie in Abb. 2b gezeigt.

a Simulierte Absorptionsspektren der Struktur von MgF₂ /Ti/MgF₂ Ebenen mit verschiedenen h ₁ . b Simulierte Absorptionsspektren der Struktur von Ti/MgF₂ /Ti-Schichten mit unterschiedlichen h ₂ . c Simulierte Absorptions-/Transmissions-/Reflexionsspektren der Metaoberflächenstruktur bestehend aus MgF₂ /Ti/MgF₂ /Ti-Schichten auf einem Substrat. d Berechnungen der Verlustleistungsdichte für die Struktur bei den Wellenlängen von zwei Absorptionspeaks

Um ein Breitband-Absorptionsspektrum zu erhalten, arbeiten sowohl der Resonator 1 als auch der Resonator 2 im Resonanzmodus niedrigster Ordnung durch angemessene Auswahl der Dicke (h ₁ = 105 nm, h ₂ = 95 nm) der beiden dielektrischen (Phasenanpassungs-)Schichten. Da das Reflexionsvermögen der Dielektrikum-Luft-Grenzfläche und Dielektrikum-Metall-Grenzfläche relativ gering ist, weist die Grundresonanzmode einen hohen optischen Verlust auf. Abbildung 2c zeigt die Simulationsergebnisse der Absorption (rote durchgezogene Linie) der Metaoberfläche über den sichtbaren und nahen Infrarotwellenlängen im Bereich von 350 bis 1500 nm. Aufgrund der Existenz von zwei Resonatoren gibt es zwei Absorptionspeaks bei einer kürzeren Wellenlänge (etwa 470 nm) und einer längeren Wellenlänge (etwa 790 nm), wie in Abb. 2c gezeigt. Diese beiden Resonanzpeaks weichen aufgrund der Wechselwirkung der beiden Resonatoren geringfügig von den Resonanzpeaks der isolierten Resonatoren ab. Aufgrund der Überlagerung der Resonatoren hat die 1D-Metaoberfläche mit wenigen Schichten eine durchschnittliche Absorptionseffizienz von mehr als 97 % bei Wellenlängen von 350–1200 nm. Die Betriebsbandbreite (A> 90%) von ∆λ _BW = 1000 nm ist größer als die (∆λ _BW ≤ 750 nm)der bisherigen Solarabsorber basierend auf IM- und MIM-Strukturen [1,2,3,4,5,6,7,8].

Um den physikalischen Mechanismus der 1D-Metaoberflächen-Absorber weiter zu verifizieren, werden die Karten der Verteilungen der Verlustleistungsdichte an den beiden Absorptionspeaks berechnet und die Ergebnisse in Abb. 2d dargestellt. Erwartungsgemäß wird das einfallende Licht hauptsächlich in der dünnen absorbierenden (verlustreiche Metall-)Schicht absorbiert. Um die Wirksamkeit und Universalität des vorgeschlagenen Strukturdesigns zu beweisen, simulieren wir darüber hinaus auch die Leistung der Metaoberflächen durch andere verlustreiche Metalle. Die Simulationsergebnisse der Absorption, Transmission und Reflexion der unedlen Metaoberflächen unter Verwendung anderer Metalle (wie W, Ni und Cr) sind beispielsweise in Zusatzdatei 1 dargestellt:Abb. S1. In der Simulation sind die Materialien der ersten und dritten Schicht MgF₂ . Die Metaoberfläche mit W hat auch eine durchschnittliche Absorption von über 97 % bei Wellenlängen im Bereich von 350 bis 1000 nm.

Die Absorptionsspektren von Metaoberflächen mit unterschiedlichen Dicken der absorbierenden Schicht werden in Abb. 3a berechnet und diskutiert. Der Metaoberflächenabsorber behält seine durchschnittliche Absorption über 90 % bei Wellenlängen von 400–1200 nm innerhalb eines weiten Bereichs der Dicke der dünnen absorbierenden Schicht (6 nm < d _m < 16 nm). Das Ergebnis zeigt, dass eine hohe Absorptionsleistung in einem weiten Bereich der Dicke einer dünnen Absorptionsschicht erreicht werden kann, was für eine bequeme Herstellung günstig ist. Die bisherige Arbeit, die nur einen einzigen Resonator verwendet, erfordert jedoch eine hochpräzise Dicke der dünnen absorbierenden Schicht für einen kritischen Kopplungszustand, um eine effiziente Absorption zu erreichen.

a Simulierte Absorptionsspektren der Metaoberflächenstruktur mit verschiedenen h _m . b –c Winkelabhängige Absorptionsspektren des Metaoberflächenabsorbers unter b TE-polarisiert und c TM-polarisierte Lichter bzw. d Durchschnittliche Absorption im Bereich von 350 bis 1000 nm bei verschiedenen Einfallswinkeln von 0° bis 80° von TE-polarisiertem und TM-polarisiertem Licht. e Berechnete solar-thermische Wirkungsgrade (C = 1000) bei verschiedenen Einfallswinkeln von 0° bis 80° von TE-polarisiertem und TM-polarisiertem Licht

Die Winkel- und Polarisationsabhängigkeit ist auch ein wichtiges Kriterium zur Bewertung eines optischen Absorbers, daher berechnen wir seine Absorptionsspektren unter verschiedenen Einfallswinkeln sowohl für transversal elektrische (TE) als auch transversal magnetische (TM) Moden, wie in Abb. 3b, c . gezeigt . Die durchschnittliche Absorption bei Wellenlängen im Bereich von 350 bis 1000 nm wird ebenfalls berechnet und in Abb. 3d dargestellt. Wir können deutlich sehen, dass die durchschnittliche Absorption bei Wellenlängen von 350 bis 1000 nm bei einem Einfallswinkel von bis zu 65° über 90 % gehalten wird. Ihre durchschnittliche Absorption nimmt mit zunehmendem Einfallswinkel leicht ab und beträgt bei Einfallswinkeln bis 75° unter TE-polarisiertem und TM-polarisiertem Licht immer noch bis zu 80%. Für diese früheren planaren Nanostrukturen mit wenigen Schichten, die auf einem Resonator basieren, würde die durchschnittliche Absorptionseffizienz bei Wellenlängen im Bereich von 400 bis 1000 nm bei einem Einfallswinkel von mehr als 40° unter TE-Polarisationseinfall unter 90 % sinken.[1,2,3 ,4,5,6,7,8, 48, 50].Diese Ergebnisse zeigen, dass diese Metaoberfläche die beste Winkelunabhängigkeit im Vergleich zu früheren planaren Absorbern mit wenigen Schichten aufweist [1,2,3,4,5,6, 7,8]. Der Grund dafür ist, dass die meisten bisher berichteten planaren Absorber mit wenigen Schichten auf nur einer Art von Absorptionsmechanismen basieren. Die Absorption in unserem Absorber basiert jedoch auf der Überlagerung zweier verlustreicher Resonatoren. Basierend auf den simulierten Absorptionsspektren berechnen wir den Umwandlungswirkungsgrad von Sonne zu Wärme ƞ , wie folgt[52]

wo E _α ist die gesamte Sonnenabsorption; E _R ist der Wärmestrahlungsverlust; E _Solar ist die spektrale Sonneneinstrahlung; E_B (λ ,T _A ) ist die Schwarzkörperstrahlung bei der Temperatur T _A; und C ist der Konzentrationsfaktor, der normalerweise in der Größenordnung von 1 bis 1000 liegt[52]. Die berechneten Ergebnisse werden in Abb. 3e durch die durchgezogenen Linien angezeigt. Der Absorber leistet hohe ƞ _Solarthermie von > 0,9 unter einem TE-polarisierten Licht mit einem Einfallswinkel von θ <  = 60°, wie in Abb. 3e gezeigt. Währenddessen bleibt der Absorber ƞ>  = 0,9 unter einem TM-polarisierten Licht mit einem Einfallswinkel von θ <  = 55°, wie in Fig. 3e gezeigt. Diese Leistung ist besser als die bisheriger Solarabsorber [52]. ƞ mit verschiedenen Einfallswinkeln in Ref.-Nr. [52] ist in Abb. 3e durch die gestrichelte Linie dargestellt. Für die TM-Polarisation ist das ƞ unseres Absorbers ist etwa 20 % höher als der des Absorbers in [52]. Diese Ergebnisse zeigen, dass die optische Absorption unserer Metaoberfläche nicht nur breitbandig, sondern auch weitwinkelig ist.

Experimentelle Ergebnisse und Diskussion

Um den vorgeschlagenen 1D-Metaoberflächen-Absorber zu validieren, stellen wir die entworfene Metaoberfläche nur unter Verwendung eines Elektronenstrahlverdampfers her. Die untere Schicht aus Ti (150 nm), einem Abstandshalter aus MgF₂ (95 nm), eine dünne absorbierende Ti-Schicht (10 nm) und ein MgF₂ Schicht (105 nm) werden auf einem Glassubstrat abgeschieden. Das Bild des hergestellten Absorbers ist in Abb. 4a dargestellt, und wir können feststellen, dass die Probe ganz schwarz ist. Als nächstes wird die optische Übertragung (T ) und Reflexionsspektren (R) der Metaoberfläche werden bei Wellenlängen von 350–1500 nm mit einem Shimadzu UV3600-Spektrophotometer an der Ulbrichtschen Kugel (ISR-3100) gemessen. Die Absorption (A ) wird dann berechnet durch A = 1–R –T . Wir sehen eindeutig ein breitbandiges Absorptionsspektrum mit zwei Absorptionspeaks, das eine gute Übereinstimmung zwischen den Simulationsergebnissen in Abb. 2c und den Experimentergebnissen in Abb. 4b zeigt. Die durchschnittliche Absorption der Versuchsergebnisse liegt bei über 97 % bei Wellenlängen von 350 bis 1200 nm. Die BW (∆λ _BW ) der Absorption größer als 90 % beträgt bis zu 1030 nm (350 nm-1380 nm), was größer ist als die (∆λ _BW = 750 nm [51]) des zuvor berichteten IM- und MIM-Planarabsorbers [2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16,17].

a Fotografie der Metaoberfläche auf einem Glassubstrat. b Experimentelle Absorptions-/Transmissions-/Reflexionsspektren einer Metaoberflächenstruktur. c Fotografie einer flexiblen Metaoberfläche auf einem PE-Substrat. d Experimentelle Absorptions-/Transmissions-/Reflexionsspektren einer flexiblen Metaoberfläche. e Experimentelle winkelabhängige Absorptionsspektren eines Metaoberflächenabsorbers unter unpolarisiertem Licht. f Experimentelle gemittelte Absorption bei Wellenlängen im Bereich von 350 bis 1000 nm bei verschiedenen Einfallswinkeln von 0° bis 70° von unpolarisiertem Licht

Darüber hinaus lagern wir die Metaoberflächenstruktur auch auf einem flexiblen (PE, Polyethylen) Substrat ab, und Abb. 4c zeigt das Bild der hergestellten flexiblen Probe, die ebenfalls schwarz ist. Die optischen Eigenschaften der flexiblen Probe werden ebenfalls gemessen und in Abb. 4d dargestellt, und es wird eine durchschnittliche Absorption von über 95 % bei Wellenlängen von 350–1100 nm erhalten. Der Grund für den kleinen Absorptionsunterschied bei kürzeren Wellenlängen zwischen Fig. 4b, d besteht darin, dass es etwas schwierig ist, seine hochpräzise Dicke des Metalls/Dielektrikums in Abscheidungsprozessen sicherzustellen. Wie in Abb. 4e gezeigt, messen wir auch die Absorptionsspektren unter verschiedenen Einfallswinkeln mit unpolarisiertem Licht. Die Versuchsergebnisse zeigen, dass unser Absorber gegenüber dem Einfallswinkel unempfindlich ist, was mit den Simulationsergebnissen übereinstimmt. Die gemessene durchschnittliche Absorption im Bereich von 350 bis 1000 nm bei verschiedenen Einfallswinkeln von 0° bis 70° ist auch in Abb. 4f dargestellt. Die gemessene durchschnittliche Absorption bei Wellenlängen im Bereich von 350 nm bis 1000 nm wird bei einem Einfallswinkel as . über 90% gehalten hoch wie 65°, was gut mit dem Simulationsergebnis in Abb. 3d übereinstimmt. Beachten Sie, dass für diese berichteten planaren Nanostrukturen mit wenigen Schichten, die auf einem Resonator basieren, die durchschnittliche Absorptionseffizienz bei Wellenlängen im Bereich von 400 bis 1000 nm bei Einfallswinkeln von mehr als 40° unter TE-Polarisationseinfall unter 90 % sinken würde.[1,2 ,3,4,5,6,7,8, 48, 50]

Um das Potenzial unserer Metaoberfläche in photothermischen Anwendungen weiter zu bewerten, charakterisieren wir auch ihre lichterhitzende Eigenschaft. Wir verwenden eine Breitband-Halogenlichtquelle und zeichnen dann die erhöhte Temperatur einer Metaoberflächenprobe mit einem XINTEST-HT18 Infrarot-Thermometer auf. Die Leistung der Halogenlichtquelle wird im folgenden Experiment mit einem XINBAO-SM206-Photometer gemessen. Aus Abb. 5a ist deutlich zu erkennen, dass die erzeugten Wärmen stark um die Metaoberflächenprobe begrenzt sind. Die flexible Metaoberfläche erhöht ihre Oberflächentemperatur um 25,1 K gegenüber der Raumtemperatur unter dem Halogenlicht von P = 1,2 kW/m ² . Der Anstieg der Oberflächentemperatur ist höher als bei den kürzlich berichteten Solarabsorbern basierend auf einer Goldpartikel-Metaoberfläche (A = 83 %, ∆T _e = 12 °C, P = 2,4 kW/m ² )[54] und plasmonische Gold/Nickel-Metaoberfläche (∆T _e = 8 °C, P = 1kw/m ² ) [55] Darüber hinaus zeigt Abb. 5b, c repräsentative Bildsequenzen eines gefrorenen Wassertropfens auf einer Metaoberfläche und Glasproben. Zunächst wird ein einzelner Wassertropfen auf der Oberfläche einer Metaoberfläche und eines Glases abgelagert und eingefroren. Dann eine Halogenlampe (P ≈ 1,2 kW/m ² ) beleuchtet die Oberfläche mit dem gefrorenen Tröpfchen, das an der Metaoberfläche oder dem Glas haftet. Bei der Metaoberflächenprobe beginnt das Tröpfchen nach 40 s zu gleiten und wird innerhalb von etwa 75 s vollständig entfernt. Im Gegensatz dazu sind für das Glas bei gleicher Beleuchtung keine Veränderungen des gefrorenen Tropfens zu sehen. Beachten Sie, dass die Beleuchtungsstärke (P = 1,2 kW/m ² ) des einfallenden Lichts in unserer Arbeit ist nur die Hälfte davon (P = 2,4 kW/m ² ) in früheren solaren Anti-Eis-Studien basierend auf Gold/TiO₂ Partikelmetaoberflächen[54], was darauf hinweist, dass unsere Metaoberfläche für praktische Anwendungen vorteilhafter ist.

a Wärmebild eines Metaoberflächenabsorbers. b Repräsentative Schnappschüsse eines gefrorenen Wassertropfens auf einer beleuchteten Metaoberfläche und Glas

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend wurde eine effiziente Designstrategie vorgeschlagen, um Breitbandabsorber basierend auf 1D-Nichtedel-Metaoberflächen, bestehend aus dielektrischen/Metall/Dielektrikum/Metallschichten, zu erreichen. Durch die Überlagerung zweier verlustreicher Resonatoren wurde eine mittlere Absorption von über 97 % bei Wellenlängen von 350–1200 nm erreicht. Die Absorptionsbandbreite von mehr als 90 % betrug bis zu 1000 nm (410–1410 nm), was größer war als die (≤ 750 nm) früherer MIM-Planarabsorber [1, 5, 8, 25, 26, 27]. Die Metaoberfläche wurde durch ein einfaches Elektronenstrahl-Abscheidungsverfahren hergestellt, das die Möglichkeit großflächiger Anwendungen bietet. Die Simulations- und Versuchsergebnisse zeigten, dass die Breitbandabsorption unserer Absorber bei einem Einfallswinkel von bis zu 65° im Bereich von 350 bis 1000 nm über 90 % gehalten wurde. Bei früheren planaren Absorbern mit wenigen Schichten würde die durchschnittliche Absorptionseffizienz bei Wellenlängen im Bereich von 400 bis 1000 nm bei einem Einfallswinkel von mehr als 40° unter einem TE-Polarisationseinfall unter 90 % sinken.[1,2,3,4,5 ,6,7,8, 48, 50].Außerdem wurde die Flexibilität auch durch Abscheiden der Metaoberfläche auf einem flexiblen Substrat demonstriert. Die flexible Metaoberfläche erhöhte ihre Oberflächentemperatur um 25,1 K gegenüber der Raumtemperatur unter einer Halogenlampe von P = 1,2 kW/m ² . Für praktische Anwendungen haben wir die Fähigkeit der flexiblen Metaoberfläche zum Entfernen von Eis unter einer Halogenlampe von P . untersucht = 1,2 kW/m ² . Diese 1D-Metaoberfläche mit Breitband und effizienter Absorption könnte potenzielle Anwendungen in der solarenergiegetriebenen Eisphobie haben.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Die während der laufenden Studie generierten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage bei den entsprechenden Autoren erhältlich.

Abkürzungen

BW:

Bandbreiten

FDTD:

Zeitbereich mit endlicher Differenz

IM:

Isolator – Metall

MIM:

Metall–Isolator–Metall