Breitband-Perfekter Absorber mit Monolayer-MoS2 und hexagonalem Titannitrid-Nano-Disk-Array

Hintergrund

Metamaterialien sind in der Lage, die Amplituden-, Phasen- und Polarisationsreaktionen des einfallenden Lichts auf beispiellose Weise anzupassen. Insbesondere die Absorptionsverbesserung durch Metamaterialien ist eines der interessantesten Themen im Zusammenhang mit künstlich hergestellten Metamaterialien [1,2,3,4,5]. Mehrere Metamaterialstrukturen wurden als Hochleistungslichtabsorber demonstriert, wie dichte Nanostäbe und Nanoröhren [6, 7], mehrschichtige planare photonische Strukturen [8,9,10] und photonische Kristalle [11]. In den letzten zehn Jahren wurden Au [12] und Ag intensiv untersucht [13,14,15,16] für das Design von Absorbern. In einem früheren Stadium konzentrierten sich die meisten Forschungsaktivitäten auf die Absorption des elektromagnetischen Feldes in einem schmalen Wellenband mit Strukturen aus Metallnanopartikeln, periodischen Gittern und dünnen Metall-/Dielektrikum-/Metallschichten [17,18,19,20]. Für photovoltaische und thermophotovoltaische Zellen ist jedoch eine Breitbandabsorption im gesamten sichtbaren Bereich wichtig. Angetrieben vom realen Bedarf in realistischen Anwendungen wurde in den letzten Jahren über Forschungsarbeiten zur Breitbandabsorption berichtet. Der Absorber mit einer nanostrukturierten oberen Silberschicht aus gekreuzten trapezförmigen Arrays bietet breitbandige und polarisationsunabhängige resonante Lichtabsorption mit einer durchschnittlichen gemessenen Absorption von 0,71 gegenüber einer simulierten Absorption von 0,85 über den gesamten sichtbaren Bereich (400–700 nm) [16]. Die Breitbandabsorption wurde mit einem Absorber basierend auf mehreren Metall-/Dielektrikum-/Metallschichten mit einer durchschnittlichen simulierten Absorption von 93% über den gesamten sichtbaren Bereich weiter verbessert [14]. Um eine bessere Breitbandabsorption zu erreichen, wurden halbleiterbasierte Oxide und Übergangsmetallnitride [21, 22] als alternative plasmonische Materialien vorgeschlagen. Insbesondere Übergangsmetallnitride wie TiN oder ZrN können als Ersatz für konventionelle Edelmetalle im sichtbaren Wellenbereich dienen [21]. Ein breitbandiger Metamaterial-Absorber auf TiN-Basis mit Square-Ring-Array zeigt eine durchschnittliche Absorption von 95 % über den gesamten sichtbaren Bereich (400–800 nm) [23]. In einem Breitband-Metamaterial-Absorber mit transparenten leitenden Filmen aus TiN und Indiumzinnoxid wurde eine Absorption von über 98% von 560 bis 675 nm erhalten, während die durchschnittliche Absorption für die kurzen Wellen von 400 nm bis 500 nm weniger als 85% betrug [24]. Vor kurzem einschichtiges MoS₂ zeigt großes Potenzial für die Herstellung verschiedener optoelektronischer Bauelemente [25,26,27,28,29,30,31,32,33,34] und für photokatalytische Anwendungen aufgrund der hohen Absorption auf der Seite der kurzen Wellenlängen [35, 36]. Der Breitbandabsorber mit metallischer Ag-Metafläche und einer Monoschicht MoS₂ wurde jedoch mit einer durchschnittlichen Absorption von weniger als 90 % untersucht [37]. In dieser Arbeit wurde ein kompakterer Absorber mit einer Monoschicht MoS₂ und ein hexagonal angeordnetes TiN-Nanoscheiben-Array mit einer durchschnittlichen Absorption von bis zu 98,1 % über den gesamten sichtbaren Bereich, der sich bis ins nahe Infrarot (von 400 bis 850 nm) erstreckt, wird vorgeschlagen. Diese Struktur sollte für Photovoltaikanwendungen vielversprechend sein.

Methoden

Die Ausgangsstruktur unseres Absorbers und die Draufsicht einer Elementarzelle sind in Abb. 1 schematisch dargestellt. Eine Schicht aus dielektrischem SiO₂ ist sandwichartig zwischen einem TiN-Nanoscheiben-Array und einem Aluminium-(Al)-Substrat angeordnet. Die eindimensionalen TiN-Nanoscheiben sind hexagonal auf dem SiO₂ . angeordnet Film mit der gleichen Tonhöhe. Ein einschichtiges MoS₂ mit einer Dicke von 0,625 nm wird unter das Nanoscheiben-Array eingefügt. Die Strukturparameter werden wie folgt bezeichnet:p _x und p _y = \( \sqrt{3}px \) sind die periodischen Längen der rechteckigen Elementarzelle entlang der x - und y -Richtungen bzw.; d der Durchmesser der TiN-Nanoscheibe ist; t ₁ und t ₂ sind die Dicken der oberen TiN-Nanoscheibe und des SiO₂ Film bzw. Als Substrat wird eine Aluminiumfolie mit einer Dicke von 500 nm gewählt, die weitaus dicker ist als die Lichteindringtiefe in dem von uns untersuchten Spektralbereich.

a Schema der vorgeschlagenen TiN-Nanoscheiben/Monoschicht MoS₂ /SiO₂ /Al-Struktur. b Draufsicht einer rechteckigen Elementarzelle

Bei der Simulation mit dem Softwarepaket von Lumerical FDTD Solutions wurde das Finite-Difference-Time-Domain-(FDTD)-Verfahren eingesetzt. Es wird angenommen, dass das Licht normal auf den Absorber in Richtung −z . einfällt -Richtung. In dieser Simulation ist die z -direction hat zwei perfekt aufeinander abgestimmte Schichten, und die periodischen Randbedingungen werden im x . festgelegt - und y -Richtungen. Die Extinktion kann aus der entsprechenden Transmission (R) und Transmission (T) mit A . berechnet werden = 1−R −T . Es ist leicht zu erkennen, dass die Transmission in unserem Fall immer Null ist, da das Al-Substrat im Spektralbereich viel dicker als die Lichteindringtiefe ist und als Spiegel bei der Bildung einer Resonanzkavität mit dem Nanoscheiben-Array dient, um die Absorption zu verbessern. In den Simulationen wurden ungleichmäßige Maschenweiten in Bezug auf unterschiedliche Lagengrößen verwendet und die spezifischen Einstellungen waren wie folgt:Eine Maschenweite von 2,0 nm × 2,0 nm × 0,1 nm wurde im Monolayer MoS₂; In anderen Simulationsregionen wurde eine Maschenweite von 2,0 nm × 2,0 nm × 2,0 nm eingestellt.

Die Brechungsindexkurve von SiO₂ Spacer Layer wurde aus der Materialbasis der Software Lumerical FDTD Solutions übernommen. Die entsprechenden Materialparameter von TiN wurden Lit. [38] und die Dispersionskurve der Monoschicht MoS₂ wurde aus Ref. [39]. Die angepassten Dispersionskurven von TiN und einschichtigem MoS₂ sind in Abb. 2 gezeigt. Im sichtbaren Bereich wird TiN vorgeschlagen, Edelmetalle wie Au oder Ag bei der Anregung von LSPR zu ersetzen [21], da TiN im Vergleich zu den Edelmetallen einen viel höheren Extinktionskoeffizienten aufweist. Ein relativ niedriger Extinktionskoeffizient an der kurzwelligen Kante weist jedoch auf eine unbefriedigende Absorptionsleistung hin. Glücklicherweise ist ein einschichtiges MoS₂ besitzt recht hohe Extinktionskoeffizienten, insbesondere auf der Kurzwellenseite; es kann in die TiN-Nanoscheibe/SiO₂ . eingeführt werden /Al-Struktur zur Verbesserung der Breitbandabsorption über den gesamten sichtbaren Bereich. Darüber hinaus ist die Monoschicht MoS₂ ist ein Direct-Gap-Halbleiter, in dem die Elektronen leicht angeregt werden können. Und mit anständigen thermoelektrischen Eigenschaften [40] würde es die von der vorgeschlagenen Struktur absorbierte Energie gut nutzen und den Solarenergieanwendungen zugute kommen.

a Dispersion der TiN-Schicht:n ist der Brechungsindex und k Extinktionskoeffizient. b Dispersion von Monolayer MoS₂

Ergebnisse und Diskussion

Die Absorptionsleistung der TiN-Nanoscheibe/SiO₂ Die /Al-Struktur wird zuerst untersucht. Um die Leistungsfähigkeit der Struktur zu optimieren, die Abhängigkeiten der Absorptionsspektren vom Durchmesser und der Dicke von TiN-Nanoscheiben und der Dicke von SiO₂ Abstandsschicht wurden jeweils mit x . untersucht -polarisiertes Auflicht mit der optimierten Periode p _x bei 200 nm.

Da die elektrischen und magnetischen Felder in den Elementarzellen stark von den Abmessungen des Absorbers beeinflusst werden [28, 41], wurden die Absorptionsspektren mit den unterschiedlichen Durchmessern von TiN-Nanoscheiben untersucht. Abbildung 3a zeigt die Absorptionsspektren gegen die Durchmesser der oberen TiN-Nanoscheiben für p _x = 200 nm und t ₁ = t ₂ = 50 nm. Die Resonanzabsorption nimmt zu, wenn der Durchmesser der TiN-Nanoscheiben von 40 auf 120 nm zunimmt, dann nimmt die Absorption ab, während sich der Durchmesser allmählich auf 200 nm nähert. Die vorgeschlagene Struktur weist die beste Absorptionsleistung im sichtbaren Bereich auf, wenn der Durchmesser etwa 120 nm beträgt.

a Absorptionsspektren gegen den Durchmesser der oberen TiN-Nanoscheibe mit den auf p . fixierten Parametern _x = 200 nm und t ₁ = t ₂ = 50 nm. b Absorptionsspektren gegen die Dicke der oberen TiN-Nanoscheiben mit p _x = 200 nm, d = 120 nm und t ₂ = 50 nm. c Absorptionsspektren gegen die Dicke des SiO₂ Schicht mit p _x = 200 nm, d = 120 nm und t ₁ = 50 nm. d Spektren gegen Polarisationswinkel des einfallenden Lichts mit Parametern als p _x = 200 nm, d = 120 nm und t ₁ = t ₂ = 50 nm. Die Farbleiste bezeichnet den Absorptionswert

Aus dem gleichen Grund wurde auch die Absorptionsabhängigkeit von der Dicke von TiN-Nanoscheiben untersucht. Abbildung 3b zeigt die Absorptionsspektren gegen die Dicke der oberen TiN-Nanoscheiben, wenn andere Parameter auf p . festgelegt wurden _x = 200 nm, d = 120 nm und t ₂ = 50 nm. Es ist offensichtlich, dass die Wellenlänge des Resonanzabsorptionspeaks eine Rotverschiebung aufweist, während t ₁ nimmt zu und die Resonanzabsorptionsbandbreite wird breiter von t ₁ = 30 bis 50 nm. Als Ergebnis für t ₁ = 50 nm, die beste Absorptionsleistung wird mit Wellenlängen im Bereich von 453 bis 797 nm erreicht, was einer Breite von etwa 350 nm entspricht, mit einer Absorption von mehr als 95 %.

Darüber hinaus ist die Dicke des SiO₂ Abstandsschicht ist auch ein entscheidender Parameter zur Bestimmung der Magnetresonanz der Struktur. Aus den Absorptionsspektren gegen die Dicke von SiO₂ Abstandsschicht in Fig. 3c ist ersichtlich, dass die zentrale Wellenlänge des Resonanzabsorptionspeaks mit zunehmender Dicke von SiO₂ . rotverschoben wird , und die optimierte Dicke beträgt t ₂ = 50 nm, während die Restparameter auf p eingestellt wurden _x = 200 nm, d = 120 nm, t ₁ = 50 nm. Man sieht, dass die TiN-Nanoscheibe/SiO₂ /Al-Struktur bietet eine recht zufriedenstellende Breitbandabsorption mit einer durchschnittlichen Absorption von 96,1 % von 400 bis 850 nm.

Um den Mechanismus hinter dem Absorptionspeak bei 680 nm in Abb. 4a zu verstehen, wurde der Ansatz der gekoppelten Dipol-Näherung verwendet, indem eine Nanoscheibe als polarisierbarer Dipol behandelt wurde. Da die Größe einer TiN-Nanoscheibe viel kleiner ist als die Wellenlänge des sichtbaren Lichts, ist die quasistatische Näherung für den Fall gültig. In quasistatischer Näherung könnte jede mit einfallendem Licht beleuchtete Nanoscheibe als Dipol mit Polarisierbarkeit behandelt werden [42],

a Absorptionsspektren ohne Monolayer MoS₂ für p _x = 200 nm, d = 120 nm und t ₁ = t ₂ = 50 nm. b Normalisierter optischer Extinktionsquerschnitt einer TiN-Nanoscheibe, die mit einer ebenen Welle bei senkrechtem Einfall beleuchtet wird

Hier, V bezeichnet das Volumen der TiN-Disk, ε ₁ = ε _1r + ε _1i ist die frequenzabhängige dielektrische Permittivität einer TiN-Nanoscheibe und ε ₂ ist die Dielektrizitätskonstante des Einbettmediums SiO₂ . Wenn das angelegte elektrische Feld des einfallenden Lichts parallel zur Scheibe polarisiert ist (d. h. xy Ebene), kann der Formfaktor geschrieben werden als [42]

$$ L=\frac{g}{2{e}^2}\left(\frac{\pi}{2}-ta{\mathrm{n}}^{-1}g\right)-\frac {g^2}{2} $$ (2) $$ g=\sqrt{\frac{1-{e}^2}{e^2}} $$ (3) $$ {e}^2=1-\frac{4{t}_1^2}{d^2} $$ (4)

Hier, d ist der Durchmesser der TiN-Nanoscheibe und t ₁ ist die Dicke der TiN-Nanoscheibe. Somit ist der optische Extinktionsquerschnitt σ _ext erhält man aus der Polarisierbarkeit [12, 43]

$$ {\sigma}_{ext}\propto k\operatorname{Im}\left(\alpha \right) $$ (5)

Wie oben erwähnt, ist die quasistatische Näherung bei der Berechnung des optischen Extinktionsquerschnitts einer einzelnen TiN-Nanoscheibe anwendbar. Der normalisierte optische Extinktionsquerschnitt der Nanoscheibe ist in Abb. 4b gezeigt, der einen ähnlichen Trend wie das Spektrum in Abb. 4a mit p . aufweist _x = 200 nm, d = 120 nm, t ₁ = 50 nm und t ₂ = 50 nm. Die entsprechende Wellenlänge für den maximalen optischen Extinktionsquerschnitt beträgt etwa 715 nm, nahe der Spitzenwellenlänge bei etwa 680 nm des Absorptionsspektrums aus dem Simulationsergebnis. Tatsächlich stimmt das numerische Ergebnis nicht vollständig mit dem Absorptionsspektrum überein, da wir nur die Abmessungen der TiN-Nanoscheibe berücksichtigt haben, um den LSPR-Absorptionspeak zu simulieren, aber die Übersprechungen zwischen den Nanoscheiben und der magnetischen Resonanz in der Lücke ignorierten die einen wesentlichen Einfluss auf die Verbreiterung der perfekten Absorptionsbande haben und zur Verbesserung der Absorptionsleistung in unserer Struktur beitragen sollen. Dies wird in den folgenden Abschnitten erklärt.

Um die Absorption an der kurzwelligen Kante zu erhöhen, wird eine Monoschicht MoS₂ wird in die TiN-Nanoscheibe/SiO₂ . eingebracht /Al-Struktur, wie in Fig. 1a gezeigt, durch Einfügen auf bzw. unter das Nanoscheiben-Array. Die Parameter wurden als p . festgelegt _x = 200 nm, d = 120 nm, t ₁ = 50 nm und t ₂ = 50 nm basierend auf zuvor erhaltenen optimierten Ergebnissen. Das elektrische Feld um die Nanoscheiben herum wird aufgrund der Anregung von LSPR verstärkt, wie in Fig. 6 gezeigt. Folglich verstärkt das verstärkte elektrische Feld die Absorption in ultradünner Monoschicht MoS₂ , was in beiden Fällen zu einer besseren Absorptionsleistung führt, wie in Abb. 5a, b gezeigt. Ohne MoS₂ in der TiN-Nanoscheibe/SiO₂ /Al-Struktur wird die beste Absorptionsleistung mit einer Spitzenabsorption nahe 100 % und einer durchschnittlichen Absorption von 96,1 % von 400 bis 850 nm erreicht. Mit der Monoschicht MoS₂ unterhalb des TiN-Nanoscheiben-Arrays eingefügt, wird auch eine Spitzenabsorption nahe 100 % beobachtet. Im Vergleich zum Fall ohne Monolayer MoS₂ , das Absorptionsband über 95 % wird um 80 nm im Bereich von 424 bis 842 nm verbreitert, und die Absorption der Lichtwellenlänge bei 400 nm wird von 81 auf 89 % erhöht. Als Ergebnis wird die durchschnittliche Absorption von 400 bis 850 nm von 96,1 auf 98,1 % mit einem etwa 300 nm breiten Wellenlängenbereich für die nahezu 100 %-Absorption von 475 bis 772 nm verbessert. Mit MoS₂ Schicht auf dem Nano-Disk-Array wird auch die Gesamtleistung mit einer durchschnittlichen Absorption von 96,8 % von 400 auf 850 nm verbessert. Aus der obigen Diskussion ist ersichtlich, dass das Einfügen von Monolayer-MoS₂ unterhalb des Nanoscheiben-Arrays verbessert die Absorptionsleistung der vorgeschlagenen Struktur besser. Zur Klärung des Beitrags der Monoschicht MoS₂ auf die Gesamtstruktur, die Absorptionen von Monolayer MoS₂ und TiN-Nanoscheiben wurden berechnet und in Fig. 5c gezeigt. Nach Einführung einer Monoschicht MoS₂ , nimmt die Absorption der Nanoscheiben am kurzwelligen Rand leicht ab. Aufgrund der hohen Absorption im Monolayer-MoS₂ , ist die Gesamtabsorption am kurzwelligen Rand der Spektren noch erhöht. An der langwelligen Kante wird die Absorption durch die Nanoscheiben höher, wenn einschichtiges MoS₂ . eingeführt wird . Insgesamt wird die Absorptionsbandbreite mit der Monoschicht MoS₂ . erweitert unter den TiN-Nanoscheiben.

Die Absorptionsspektren a und die vergrößerten Absorptionsspektren b der Fälle, in denen die Monoschicht MoS₂ wird unterhalb des TiN-Nanoscheiben-Arrays auf die TiN-Nanoscheiben eingeführt bzw. nicht eingeführt. c Die Absorption der TiN-Nanoscheiben und der Monoschicht MoS₂

Darüber hinaus wurde auch der Einfluss des Polarisationswinkels von einfallendem Licht untersucht. Abbildung 3d zeigt, dass die Absorptionsspektren kaum durch den Polarisationswinkel des einfallenden Lichts beeinflusst werden, wie in einigen anderen Metamaterialdesigns beschrieben [44,45,46]. Die Rotationssymmetrie der zirkularen Nanoscheibe gewährleistet keinen Unterschied bei variierendem Polarisationswinkel bei senkrechtem Einfall. Darüber hinaus weist das hexagonale Array eine dreizählige Rotationssymmetrie auf, die die Absorption unempfindlich gegenüber dem Polarisationswinkel bei senkrechtem Einfall macht [44,45,46,47]. Als Ergebnis ist die Gesamtabsorption in der Struktur polarisationsunempfindlich.

Um zu sehen, wie Licht in der MA-Struktur absorbiert wird, werden die Feldverteilungen und Poynting-Vektoren untersucht, die die Energieflüsse für verschiedene Resonanzwellenlängen darstellen. In Abb. 6a–c sind die elektrischen Feldverteilungen auf einem Querschnitt durch die xz . aufgetragen Flugzeug um y = 0, was anzeigt, dass die LSPR auftritt, um das elektromagnetische Feld um die Nanoscheibe herum zu verstärken und das elektromagnetische Feld auf Nanoscheiben in allen drei Fällen entsprechend den Wellenlängen 402, 502 bzw. 680 nm beschränkt. Die Parameter wurden als p . festgelegt _x = 200 nm, d = 120 nm, t ₁ = 50 nm und t ₂ = 50 nm. Beim Vergleich der drei Fälle ist die LSPR bei 402 nm relativ schwach und das elektrische Reflexionsfeld stark, was auf eine schwache Absorption von 82 % hinweist. Für die Wellenlängen von 502 und 680 nm sind die LSPRs offensichtlich stärker (dargestellt in Abb. 6b, c), was zu besseren Absorptionen von 99,4 bzw. 99,6 % führt. Zum besseren Verständnis sind die Poynting-Vektoren auch mit elektrischen Feldverteilungen aufgetragen. Die größere Größenordnung des Poynting-Vektors ist in der Nähe von Nanoscheiben zu sehen, insbesondere für die Fälle mit Wellenlängen von 502 und 680 nm. Aus dem Muster des Poynting-Vektors kann geschlossen werden, dass eine starke Resonanz um die Nanoscheibe herum auftritt und die Energie in die Nanoscheibe fließt, d. h. die einfallende Lichtenergie wird hauptsächlich von TiN-Nanoscheiben absorbiert. Darüber hinaus verbessert das verstärkte Feld um die TiN-Nanoscheiben, das aus der LSPR resultiert, die Absorption in der Monoschicht MoS₂ was die Absorptionsbande von TiN-Nanodisk/SiO₂ . verbreitert /Al-Struktur für beide Fälle von einschichtigem MoS₂ auf und unter dem Nano-Disk-Array eingefügt.

Die Verteilungen des elektrischen Feldes | E | und die Poynting-Vektoren im xz Flugzeug um y = 0 einer Elementarzelle, die mit Licht der Wellenlängen λ . beleuchtet wird = 402 nm (a ), 502 nm (b ) und 680 nm (c ), sowie die Magnetfeldverteilung

Um tiefer einzusteigen, zeigen Abbildung 7a–c Feldintensitätsverteilungen auf der oberen Oberfläche von Nanoscheiben (Grenzfläche 1), der Grenzfläche zwischen den TiN-Nanoscheiben und SiO₂ Schicht (Grenzfläche 2) und die Grenzfläche zwischen dem SiO₂ Schicht und unteres Al-Substrat (Grenzfläche 3) einer Elementarzelle entlang der xy Ebene bei der Resonanzwellenlänge 680 nm. Alle Intensitätsverteilungen sind symmetrisch, und die maximale Resonanzintensität liegt an den Rändern der TiN-Nanoscheiben, was darauf hindeutet, dass sich dort oszillierende Ladungen ansammeln (Abb. 7a–c). Bezüglich der Grenzfläche 3 wird die Resonanzintensität im Vergleich zu der der Grenzfläche 2 aufgrund des elektromagnetischen Streufelds durch die Nanoscheiben, die durch das SiO₂ wandern, abgeschwächt Abstandsschicht in verschiedenen Richtungen. Wie Abb. 6d zeigt, wird die Magnetresonanz im Spalt angeregt, wodurch ein künstliches magnetisches Moment entsteht, das stark mit dem Magnetfeld des einfallenden Lichts wechselwirkt [48]. Daher kann das elektromagnetische Feld in der Lücke verstärkt werden, und die Energie wird effizient auf die Lücke zwischen TiN-Nanoscheiben und dem Al-Substrat beschränkt. Wenn LSPR und Magnetresonanz impedanzangepasst sind, erreicht die Gesamtabsorption Eins [19]. Mit zunehmendem Nanoscheibendurchmesser werden die Übersprechungen stärker, was zu einer Änderung der Impedanzanpassungsbedingung führt. Infolgedessen teilt sich ein Absorptionspeak in zwei Absorptionspeaks bei den Wellenlängen 502 nm und 680 nm, wobei die LSPR und die Magnetresonanz impedanzangepasst sind, um die Absorption eins zu erreichen. Darüber hinaus macht die Existenz von Magnetresonanz die Monoschicht MoS₂ unterhalb des Nano-Disk-Arrays eingesetzte Leistung besser als auf dem Nano-Disk-Array. Die breitbandige perfekte Absorption wird vor allem durch Anregung der starken LSPR von Nanoscheiben und Magnetresonanz in der Lücke, zusammen mit dem Übersprechen zwischen den benachbarten Nanoscheiben, erreicht. Mit der entwickelten Nanofabrikationstechnologie kann unser Design durch den Prozess der Dünnschichtabscheidung und Ätzung realisiert werden.

Die elektrische Feldverteilung im xy Ebene für Resonanzwellenlänge von 668 nm auf a Schnittstelle 1:die obere TiN-Plattenoberfläche, b Schnittstelle 2:die Schnittstelle zwischen der TiN-Scheibe und SiO₂ Ebene und c Schnittstelle 3:die Schnittstelle zwischen SiO₂ Schicht und untere TiN-Schicht

Schlussfolgerung

In dieser Arbeit wurde ein perfekter Absorber aus Metamaterial im Wellenbereich von 400 nm bis 850 nm mit der FDTD-Methode untersucht. Unsere ursprünglich vorgeschlagenen TiN-Nanoscheiben/Monoschicht MoS₂ /SiO₂ Die /Al-Struktur bietet eine perfekte Breitbandabsorption von durchschnittlich 98,1 % von 400 nm bis 850 nm, einschließlich einer 300 nm-Bandbreite mit nahezu 100 % (über 99 %) Absorption von 475 nm bis 772 nm. Die Realisierung der faszinierenden Absorption ist auf die starke LSPR, das Übersprechen von TiN-Nanoscheiben und die magnetische Resonanz in der Lücke zurückzuführen. Wichtig ist die Einführung einer Monoschicht MoS₂ haben die Absorptionsleistung deutlich verbessert. Außerdem zeigt der perfekte Absorber Polarisationsunempfindlichkeit bei senkrechtem Einfall. Im Hinblick auf die Kompaktheit kann die Abmessung des Metamaterial-Absorbers auf eine Dicke von 150 nm reduziert werden. Zusammenfassend lässt sich sagen, dass der in dieser Arbeit vorgeschlagene perfekte Absorber mit dem hexagonal periodischen, kreisförmigen TiN-Nanoscheibenmuster und der Monoschicht MoS₂ bietet Breitband-Absorption nahe Eins und ist vielversprechend für Photovoltaik-Geräte und Lichteinfang.

Abkürzungen

FDTD:

Zeitbereich mit endlicher Differenz

LSPR:

Lokalisierte Oberflächenplasmonenresonanz

MA:

Metamaterialabsorber