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范文--基于hBN材料的中红外线吸收器

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基于hBN材料的宽带中红外线吸收器








Broadband mid-Infrared Absorber Based on hBN















































   


近年来电磁波吸收器的发展得到了长足的进步。其产生吸收的原因基本是由各种形式的共振所导致的:表面等离子体共振、磁激元共振以及法布里-珀罗谐振腔共振等等。只要所入射的电磁波满足共振匹配条件,吸收器就能够实现强烈吸收效果。磁激元共振是一种常见的共振效应:主要是针对于金属类金属/电介质/金属类金属三层结构(MIM的电磁波吸收器来讲的。对于这种结构,中间的电介质层往往需要具有正的介电常数,而顶层和底层的金属类金属层则需要在特定的波段具有负的介电常数这样就能够激发磁激元当入射的电磁波满足共振的匹配条件时就能够在共振波长处产生强烈的吸收效果。img1的中红外波段,hBN材料可以在特定的波段内表现出类金属效应,因此具有很高的应用价值

在本文的开始部分,我们介绍了一些基础的理论知识:表面等离子体效应以及磁激元共振效应。接下来我们介绍了当前电磁波吸收器的发展现状,为接下来的研究工作做好准备。然后我们详细说明了本文所使用的数值模拟方法,并且依据理论知识设计了两种基于hBN材料的中红外线电磁波吸收器。同时我们也对所采用材料hBNAg基本特性进行了相应的介绍。对于所设计的两种中红外线吸收器表现出的吸收特性结合场分布做了详细的解释说明,并且研究了所设计吸收器的吸收特性和结构参数之间的关系,以便得到最优化的结构参数。具体的工作如下:

1)设计了一种基于六边形氮化硼材料的中红外线吸收器。这种吸收器是由截断的金字塔型单元结构构成的一维光栅,其吸收机制是磁激元共振效应和法布里-珀罗谐振腔共振效应。运用有限元算法分析了该吸收器的结构参数、工作波长及入射角度对其吸收性能的影响。结果表明:在优化的结构参数条件下,在入射波长为5.6~14.5微米入射角度为0~75范围内该吸收器的吸收率可以达到80%甚至更高。

2设计了一种涂覆六边形氮化硼材料的多凹槽型中红外线吸收器。这同样是一种光栅型吸收器。该吸收器的吸收特性是由表面等离子共振效应和电介质腔共振效应共同作用引起的。用有限元算法研究了该吸收器的结构参数、工作波长及入射角度对吸收性能的影响。结果表明:在优化的结构参数条件下,在5.5~15微米的波长范围和在0~75度的入射角范围内吸收器的吸收率可以达到90%,表现出良好的吸收效果。

本文的研究在一定程度上为中红外线吸收器的设计和运用铺平了道路


关键词: 吸收器;中红外;氮化硼;表面等离子体



ABSTRACT


In recent years, the development of electromagnetic wave absorbers has made great progress. The reason for its absorption is basically caused by various forms of resonance: surface plasmon resonance, magneton resonance, Fabry-Perot resonance cavity resonance, and so on. As long as the incident electromagnetic waves meet the resonance matching conditions, the absorber can achieve a strong absorption effect. Magnetron resonance is a common resonance effect: it is mainly aimed at electromagnetic wave absorbers with a metal (metal-like) / dielectric / metal (metal-like) three-layer structure (MIM). For this structure, the middle dielectric layer often needs to have a positive dielectric constant, while the top and bottom metal (metal-like) layers need to have a negative dielectric constant in a specific band, so that the magnetron can be excited. When the incident electromagnetic wave satisfies the matching conditions of resonance, a strong absorption effect can be produced at the resonance wavelength. In the mid-infrared band, hBN materials can exhibit metalloid effects in a specific band, so they have high application value.

In the beginning of this article, we introduced some basic theoretical knowledge: surface plasmon effect and magneton resonance effect. Next, we introduced the current development status of electromagnetic wave absorbers, and prepared for the next research work. Then we detailed the numerical simulation method used in this paper, and designed two mid-infrared electromagnetic wave absorbers based on hBN materials based on theoretical knowledge. At the same time, we also introduced the basic characteristics of the materials (hBN, Ag). The absorption characteristics of the two designed mid-infrared absorbers combined with the field distribution are explained in detail, and the relationship between the absorption characteristics and structural parameters of the designed absorbers is studied in order to obtain the optimal structure parameter. The specific work is as follows:

(1)A mid-infrared absorber based on hexagonal boron nitride material is designed. This absorber is a one-dimensional grating composed of a truncated pyramid-shaped unit structure, and its absorption mechanism is the magnetic exciton resonance effect and the Fabry-Perot resonance cavity resonance effect. The influence of the structure parameters, operating wavelength and incident angle of the absorber on its absorption performance was analyzed using a finite element algorithm. The results show that under the optimized structural parameters, the absorption rate of the absorber can reach 80% or higher at an incident wavelength of 5.6 to 14.5 microns and an incident angle of 0 to 75 degrees.

(2)A multi-groove-type mid-infrared absorber coated with a hexagonal boron nitride material was designed. This is a grating-type absorber. The unit structure includes multiple air grooves dug out of the dielectric. The sides and bottom of the groove are evenly coated with hexagonal boron nitride material, and the depth of the groove is linearly graded. The absorption characteristics of the absorber are caused by the combined effect of the surface plasmon resonance effect and the dielectric cavity resonance effect. The effects of structural parameters, working wavelength and incident angle on the absorption performance of the absorber were studied using a finite element algorithm. The results show that under the optimized structural parameters, the absorbance of the absorber can reach 90% in the wavelength range of 5.5 to 15 microns and the range of incident angles of 0 to 75 degrees, showing good absorption effect.

The research in this article paves the way for the design and application of mid-infrared absorbers to a certain extent.


Key words: Absorber; Mid-infrared; Boron nitride; Surface plasmon




第一章 绪 论

1.1研究背景及意义

近年来随着生物医学、频谱成像、能量收集等高新技术领域的现实需求,电磁波吸收器的发展受到了广泛的关注。在这一时代背景下,人们根据不同的入射波长设计了各种各样的电磁波吸收器[1-3],例如:微波吸收器[4-5]、太赫兹吸收器[6-7]、红外线吸收器[8-13]、可见光吸收器[14-16]等等。这些电磁波吸收器的设计依据基本都是基于表面等离子体共振(Surface Plasmon ResonanceSPR)效应[17]、磁激元共振Magentic PolaritonsMPs效应[18]以及法布里-珀罗谐振腔(F-P)共振[19]共振理论来实现的。这些各式各样的电磁波吸收器能够在波导[20-22]、多频成像[23]、太阳能电池[24-25]、能量收集[26]、传感器[27-29]和滤波器[30-31]等领域表现出极大的发展潜力。随着研究的不断深入,在中红外波段实现对电磁波的完美吸收已经成为电磁波吸收领域的一个热点问题。

表面等离子共振[17]对于金属或和类金属材料来说,由于表面本身存在大量的可自由移动的电子,当入射电磁波以一定角度入射到金属或者类金属材料的表面上时,在电场的作用下,就会使得金属或者类金属材料表面自由移动的电子发生偏移[32]产生表面等离子(Surface plasmonsSPs) [33]进而对入射的电磁波产生约束并最终以欧姆损耗的形式消失殆尽[34],从而实现强烈的吸收效果。随着电磁波吸收器研究的不断深入,基于两种不同工作方式[35]表面等离子体共振理论(LSPsSPPs)被广泛用来解释吸收器产生吸收的原因。因此表面等离子体共振理论已经成为电磁波吸收器设计的主要依据之一。

磁激元共振[18]:对于金属/电介质/金属三层结构(MIM[36-38]来说,中间的电介质层具有负的磁导率和正的介电常数,而顶层和底层的金属层则在特定的波段具有正的磁导率和负的介电常数。具备这两种条件就能够激发出磁激元,当入射的电磁波满足共振的匹配条件时就能够在共振波长处产生强烈的吸收效果。当结构发生磁激元共振时,磁场主要被限制在两个金属层之间的电介质层中,电场则是分布在电介质层的周围,形成环路电流。在当前电磁波吸收器的科研工作当中,磁激元共振理论被用来解释基于不同材料的MIM吸收器。例如:金属Au、金属Ag、金属Cu;甚至是一些金属材料:硅(Si)氮化硼(hBN)等。更为重要的一点是在使用磁激元共振理论[18]解释现象时可以不受波长的限制,从微波到红外波段的电磁波吸收器均可采用这一理论来进行分析

在这一系列理论研究的基础之上,通过设计恰当的结构以及选择合适的材料,就可以设计出符合要求的电磁波吸收器。这样就能够保证所设计的吸收器能够在特定的波段内实现良好的吸收效果。随着时代的不断进步,电磁波吸收器的应用也越来越广泛,但是在应用的过程当中也不可避免的出现吸收带宽有限[39-40]以及吸收效果不能满足要求的缺陷。为了改进这些缺陷,进一步提高电磁波吸收器的吸收效率,满足实际需要。人们对在电磁波吸收器进行了深入而广泛的研究,并设计出了不同形状、不同材料、不用带宽以及不同功能等一系列电磁波吸收器。为电磁波吸收器的设计、制作和应用打下了坚实的基础。

1.2电磁波吸收器的发展现状

自从2008出现了第一种完美电磁波吸收器[41]以来,电磁波吸收器经过近十年的发展得到长足的进步,已经成为科学研究的重点领域。现阶段电磁波吸收器的发展早已不可同日而语各式各样的吸收器层出不穷。由于在日常工作当中,根据实际情况需要,对于不同的应用场景需要用到不同的电磁波吸收器。因此对电磁波吸收器进行有效的划分就显得极为必要。可以按照不同的分类标准将其进行归类。

吸收带宽是最普遍的吸收器常识,通常用来作为电磁波吸收器的划分标准。按照吸收器的吸收带宽来划分可以分为:微波吸收器、太赫兹吸收器、红外线吸收器等主要类别。

在微波波段,微波吸收器的设计研究已经极为深入。到目前为止已有基于闭合单元双环结构的双波段超材料微波吸收器和3D超材料吸波结构和磁性吸波材料的超宽带微波吸收器等一系列的微波吸收器。

沈晓鹏等人设计了一种基于闭合单元双环结构的双波段超材料微波吸收器[42]。这种吸收器是一种三层结构:顶层嵌套的闭合双环金属铜层和底部的厚金属铜膜以及中间的间隔介质层(FR4)。该吸收器的单元结构如图1.1(a)所示。经过仿真和实验得到最优化的单元结构参数为:a=10mm、L1=9.5mm、L2=7.2mm、t1=0.018mm、t2=0.8mm、w=0.5mm。实验结果表明,该吸收器能够在4.06GHz和6.66GHz两个特定波长处产生两个吸收率达到90%以上的吸收峰,这就很好的实现了双波段吸收的效果。该吸收器的吸收光谱如图1.1(b)所示。由于该吸收器结构的旋转对称性使得该吸收器对于极化偏振产生了不敏感性。经过一系列的实验测量,结果表明该吸收器可以通过调节顶层闭合铜环的尺寸进而灵活的实现对特定波长的吸收效果。该吸收器是通过有限积分法的商用电磁软件CST Microwave StudioTM来对这一结构进行仿真模拟的。

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图1.1(a) 基于闭合单元双环结构的双波段超材料微波吸收器的单元结构[42]

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图1.1(b) 基于闭合单元双环结构的双波段超材料微波吸收器的吸收光谱[42]

朱逸等人设计了一种基于3D超材料吸波结构和磁性吸波材料的宽频带超材料微波吸收器[43]。该吸收器是由周期性的圆台形单元结构所构成的,单元结构如图1.2(a)所示,可以看到单元结构是由圆形的金属铜片和圆形的磁性吸波层(羰基铁粉和环氧树脂复合而成)相间堆叠而成,并且圆形的半径从上到下是线性变化的。该吸收器经过仿真模拟后的优化结构参数为:单元基板尺寸a=11mm,圆台高度h=5mm,圆台顶层直径d1=5mm,底层直径d2=9mm,单层铜片厚度t1=0.05mm单层磁性复合物厚度t2=0.2mm,羰基铁粉的质量填充浓度为75%。该吸收器能够在4.5GHz~18GHz的频率范围内实现良好的吸收效果,吸收率能够达到90%以上,该吸收器的吸收频谱如图1.2(b)所示。该吸收器的吸收机理是通过磁性材料产生的磁谐振来实现的。

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图1.2 (a) 基于3D超材料吸波结构和磁性吸波材料的宽频带超材料

微波吸收器的单元结构[43]

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图1.2 (b) 基于3D超材料吸波结构和磁性吸波材料的宽频带超材料

微波吸收器的吸收光谱[43]

在太赫兹波段,由于在这一波段电磁波吸收器的广泛应用,太赫兹吸收器的研究也愈发的深入,到目前为止已经有如下的一些发展:锥形带状阵列的广角宽带吸收器,基于二氧化钒超材料的可调宽带吸收器等等一系列吸收器。

Liu等人设计了一种基于Au材料的锥形带状阵列的广角宽带吸收器[44]。这种吸收器是由底部的厚金属铜膜,中间的Al 2 O 3介电层和顶部锥形金属Au带组合而成的。该吸收器的单元结构如图1.3(a)所示。顶层金属Au带的宽度从中心的4img6线性减小到两端的2.6img7。整个单元结构沿着x和y方向的周期长度分别是P1=8img8和P2=32img9。 底层厚金属Cu膜的厚度为300nm,中间的Al 2 O 3介质层和顶层金属Au带的厚度分别设计为600nm和100nm。通过叠加与金属Au条带的锥形宽度相关的多个共振,能够在29.2 THz至38 THz的带宽上实现近乎完美的吸收。该吸收器的吸收效率能够超过80%,吸收光谱如图1.3(b)所示。并且强吸收带对于高达75°入射角是不敏感的。不敏感的原因在于相关磁共振和自由空间入射光之间耦合的独特机制。该吸收器有望在辐射热感测,伪装和频谱滤波等应用中得到广泛的应用。

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图1.3(a) 基于Au材料的锥形带状阵列的广角宽带吸收器的单元结构[44]

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图1.3(b) 基于Au材料的锥形带状阵列的广角宽带吸收器的吸收光谱[44]

Song等人设计了一种基于二氧化钒超材料的宽带可调太赫兹吸收器[45]。这种吸收器是由底层的厚SiO2衬底、中间的二氧化钒VO2超材料、顶层的SiO2层以及顶层SiO2当中的交叉金属Au线复合而成的。单元结构的示意图如图1.4(a)所示。优化后的单元结构参数为:厚度为t1 = 70img12、t2=0.5img13。金的厚度为0.02img14,宽度为2.9img15,长度为155img16。实验结果表明,当二氧化钒VO2超材料的电导率等于2000Ω的时候,在横向入射和横向磁极化下,在0.4THz~0.75THz的频率范围内,所设计的宽带太赫兹吸收器的吸收率可以接近90%,该吸收器的吸收光谱如图1.4(b)所示。同时这种宽带可调的太赫兹吸收器对于极化偏振条件和入射角度呈现出了不敏感的特性。这种吸收器调制器,传感器和有源滤波器等领域表现出了巨大的发展潜力

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图1.4(a) 基于二氧化钒超材料的宽带可调太赫兹吸收器的单元结构;(b) 基于二氧化钒超材料的宽带可调太赫兹吸收器的吸收光谱[45]

在红外波段,由于红外波段是电磁波吸收器应用的重点领域,因此在红外波段的电磁波吸收器的研究早已成为吸收器研究的重点。当前红外波段的电磁波吸收器已有:锥形双曲多层波导的超宽带红外吸收器,具有耐火性能的超材料完美吸收器等等。

Deng等人设计了一种锥形双曲多层波导的超宽带红外线吸收器[46]。这种吸收器是基于Au-SiO2复合层的金字塔型的红外线吸收器。图1.5(a)是该吸收器的单元结构模型。可以看到该吸收器是由金属(Au)和二氧化硅(SiO2交替叠加而成的,并且金属(Au)和二氧化硅(SiO2的尺寸从顶层到底层呈线性增加的。结构的最底层则是一层厚的二氧化硅(SiO2)衬底。实验结果表明:这种锥形双曲多层波导的超宽带红外线吸收器的吸收效果能够1~6μm波长范围内达到92%以上,有力的拓宽了吸收器的吸收带宽。如图1.5(b)所示,实验数据和仿真数据表现出了良好的契合,进一步说明了所设计吸收的可靠性。该锥形多层波导吸收器对角度不敏感且与偏振无关。这种吸收器在太阳能电池,热光电,热电和红外成像等领域表现出巨大的发展潜力。

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图1.5(a) 锥形双曲多层波导的超宽带红外吸收器的单元结构;(b)锥形双曲多层波导的超宽带红外吸收器的吸收光谱[46]

Huang等人设计了一种基于SiC材料的具有耐火特性的超材料红外线吸收器[47]。这种吸收器的结构单元是一种对称拓扑型结构,如图1.6(a)所示。可以看到该吸收器是由最底层的厚金属钨(W),中间的碳化硅(SiC)材料以及最顶层的二氧化硅(SiO2)圆柱纳米列阵所构成的。优化后的结构参数为:h = 80 nm、p = 300 nm。纳米结构的衍射效应是该吸收器产生完美吸收的主要原因,同时也有力的拓宽了吸收器的吸收带宽。该吸收器能够实现从紫外线(UV)到近红外(NIR)的有效超宽带吸收。模拟和实验结果证明200 nm~900 nm的范围内,该吸收器的平均吸收率超过95%。此外,该吸收器在高温的工作条件下也表现出出色的吸收效果。图1.6(c)给出的是该吸收器在不同温度工作条件下的吸收光谱,可以看到当温度从25℃变化到600℃时,该吸收器仍然表现出良好的吸收效果,说明该吸收器的耐火性能较为突出。该吸收器在能量收集,光谱学和发射率控制等方面具有极大的发展潜力。

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图1.6(a) 具有耐火性能的超材料完美吸收器的单元结构;(b) 具有耐火性能的超材料

完美吸收器的吸收光谱[47]

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图1.6(c) 具有耐火性能的超材料完美吸收器在不同温度条件下的吸收光谱[47]

在本文所研究的红外波段,根据入射波长的不同又可以细化为:近红外线吸收器、中红外线吸收器和远红外线吸收器三大类。

在近红外波段,当前已有不同材料的近红外线吸收器,例如:基于TiO2电介质超材料的圆柱体纳米天线阵列近红外线吸收器以及基于Ti材料的等离子体超材料的超宽带近红外线吸收器等等。

Zhu等人设计了一种基于TiO2电介质超材料的宽带近红外吸收器[48],该吸收器由沉积在硅衬底顶部的V膜层上的周期性TiO2圆柱体纳米天线阵列组成。单元结构的重复周期和TiO2圆柱体的直径分别为:p = 800nm和d = 670 nm,金属层的厚度和TiO2圆柱的高度分别为:t = 200 nm和h = 140 nm。这一优化参数是采用FDTD的方法来对所设计的近红外线吸收器进行数值模拟和优化的结果。其单元结构如图1.7(a)所示。介电腔共振和电偶极子共振效应的完美结合是导致该吸收器产生完美吸收的主要原因。实验结果表明,所设计的近红外线吸收器在820 ~ 1440 nm的波长范围内,吸收器的吸收率能够超过90%图1.7(b)给出的就是这种吸收器的吸收光谱。该吸收器除了能够实现近乎完美的吸收效果之外,在一定程度上,该吸收器也有力的拓宽了吸收带宽。

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图1.7 (a) 基于TiO2电介质超材料吸收器的单元结构[48]

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图1.7 (b) 基于TiO2电介质超材料吸收器的吸收曲线[48]

Lei等人设计了一种基于基于钛/二氧化硅(Ti/SiO2)超材料的超宽带吸收器[49]。该超宽带吸收器是由钛/二氧化硅(Ti/SiO2)超材料立方体的周期性阵列以及底部的厚铝(Al)膜所组成的。吸收器的单元结构如图1.8 (a)所示。最优化条件下的结构参数分别为:T/SiO2立方体的宽度为w =190 nm;单位单元的周期常数为p =250 nm;从上到下的Ti-SiO2-Al层的厚度分别为t3=20nm、t2=80nm和t1=200nm ;周围的物质可以认为是空气。所设计的这种超材料宽带吸收器具有良好的吸收效果如图1.8(b)所示。该吸收器的吸收带宽跨越从可见光到近红外(即从354nm到1066nm)的范围,在712nm的波长范围内可以实现90%的吸收率,并且峰值吸收能够达到99.8%。上层表面等离子体共振的激发与由金属—绝缘体—金属所形成的法布里—珀罗谐振腔(FP)引起的共振相结合共同导致这种吸收器的完美吸收。同时这种吸收器对极化偏振和入射角度是不敏感的。

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图1.8 (a)基于Ti/SiO2材料吸收器的单元结构[49]

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图1.8 (b)基于Ti/SiO2超材料吸收器的吸收光谱[49]

在中红外波段,电磁波吸收器的研究早已呈现一幅日新月异的局面。当前已有多种类型的中红外线吸收器包括:可调石墨烯集成超材料的中红外线吸收器和类金属与电解质组成复合层的光栅型的中红外线吸收器等等。

Chen等人设计了一种基于石墨烯/ MIM结构的可调中红外线吸收器[50]。该石墨烯/ MIM吸收器总共可以分为四层:最底层的厚金层(厚度H = 100 nm)、Al2O3隔离层(厚度h = 35 nm)的、单层石墨烯(厚度t = 0.34 nm)以及结构顶部的金纳米结构(宽度d = 1200 nm,厚度W = 30 nm)。其单元结构如图1.9(a)所示。这种吸收器最大的特点是可以通过调节石墨烯的费米能级进而实现吸收带宽的可调如图1.9(b)所示,在5400nm-5700nm的波长范围内,不同的费米能级下该吸收器的吸收光谱出现了差异,进而实现了通过调整石墨烯的费米能级调节该吸收器的吸收光谱。该吸收器的模拟仿真实验是通过商业软件Comsol基于二维有限元方法来进行的。

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图1.9 (a) 基于石墨烯/ MIM结构的可调中红外线吸收器的单元结构[50]

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图1.9 (b)石墨烯的费米能级从200 meV到400 meV时吸收器的吸收光谱[50]

Cao等人设计了一种基于石墨烯-银的可调中红外线吸收器[51]吸收器的结构单元如1.10(a)所示。该超材料吸收器是由Ag / SiO2 /石墨烯/聚环氧乙烷(PEO)/ Ag纳米带所构成的。单元结构的周期P = 500 nm,顶层Ag纳米带的宽度为W = 100 nm,底层Ag衬底的厚度为d1 = 100 nm,中间层SiO2的厚度为d2 = 230 nm,石墨烯的厚度d3 = 20 nm,聚环氧乙烷(PEO)的厚度d4 = 10 nm。在这里选择PEO,是为了将其作为顶部Ag纳米带和石墨烯之间的介电材料。这种吸收器在中红外条件下具有可调、高效的吸收性能,吸收率可以达到90%以上。这种近乎完美的吸收能力归因于银纳米带可以激发局部表面等离子体激元,从而产生表面等离子体共振效应,结合法布里-珀罗谐振腔共振共同导致了完美吸收。该吸收器的吸收光谱如图1.10 (b)所示。可以看出该吸收器在一定的化学式范围内能够出现一个吸收峰,吸收率可以达到90%以上。对比不同的石墨烯化学式对吸收器吸收率的影响可以发现,通过改变石墨烯的化学势可以轻松调节该吸收器的吸收带宽,进而实现可调的目的。

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图1.10 (a) 基于石墨烯-银混合超材料吸收器的单元结构[51]

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图1.10 (b) 基于石墨烯-银混合超材料吸收器的吸收光谱[51]

在远红外波段,当前已有各式各样的远红外线吸收器。例如:可调的宽频带远红外线吸收器,基于金属-电介质-金属腔中驻波共振模式的远红外线吸收器等一系列吸收器。

Vibhuti Dave等人设计了一种可调的基于石墨烯材料的互补六边形阵列吸收器[52],该吸收器的单元结构如图1.11(a) 所示。可以看到该吸收器是在一个厚的硅(Si)衬底上均匀涂覆一层薄的石墨烯材料而构成的。该吸收器单元结构的优化结构参数为:L=7500nm;W=7500nm;H=1500nm;石墨烯薄层的半径R1可设置为:R1=3500nm;六边形阵列结构的两个圆之间的间隙:d=2000 nm;石墨烯圆盘中硅(Si)的半径R2可设置为:R2=400img31。在远红外波段,该吸收器可以通过调节石墨烯的化学势来调整吸收带宽。如图1.11(b) 所示,可以发现通过改变石墨烯的化学势,该吸收器的带宽从2THz变化到了4.55THz,进而实现了该吸收器的可调的目的。该可调吸收器可应用于远红外波段的THz传感器,调制器和偏振器等各种领域。

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图1.11 (a) 基于石墨烯材料的互补六边形阵列吸收器的单元结构[52]

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图1.11 (b) 基于石墨烯材料的互补六边形阵列吸收器的吸收光谱[52]

Janardan Nath等人设计了一种基于金属-电介质-金属腔中驻波共振的远红外吸收器[53]。该吸收器的单元结构如图1.12(a) 所示。包括金属正方形的周期性表面阵列,电解质层和接地平面的金属层,共同构成了金属-电介质-金属结构,为形成驻波提供了良好的基础。电解质层的厚度为t=3img35,顶层正方形金属的长度l=11.7img36。共振所对应于沿图1.12(a) 所示路径的半波长的奇数整数。对于固定的金属正方形的大小,随着周期变小,间隙变小。来自一个边缘偶极子的场可能会与相邻偶极子相互作用,并且由于相邻偶极子的方向相反,它们的场会趋于抵消。随着间隙的缩小,由于相反的偶极子的叠加以及耦合电荷振荡带来的惯性增加,就会出现弱化和红移。这是该吸收器产生吸收的主要原因。该吸收器在53.5img37的波长(5.6 THz)下,吸收器的吸收率高达95%,如图1.11(b) 所示。该吸收器可用作远红外测辐射热计的波长选择涂层。

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图1.12 (a) 基于金属-电介质-金属腔中驻波共振的远红外吸收器的单元结构;(b)基于金属-电介质-金属腔中驻波共振的远红外吸收器的吸收光谱[53]

随着时代的不断进步,电磁波吸收器的应用也越来越广泛,但是在应用的过程当中也不可避免的出现吸收带宽有限、吸收效果不能满足要求以及使用的Au、Ag等金属材料使得吸收器的生产成本居高不下等等一些缺陷。有效的改进这些缺陷,进一步提高电磁波吸收器的吸收效率,满足实际需要是当前电磁波吸收器研究当中所面临的首要问题。

1.3数值模拟方法

电磁波吸收器的研究,始终离不开对麦克斯韦方程组的求解。然而由于电磁波吸收器结构的复杂性,对Maxwell方程组始终无法做到精确求解,因此必须借助于数值模拟算法。现阶段主流的数值模拟算法有:时域有限差分法[54]FiniteDifference Time Domain,FDTD),频域有限差分法[55]Finite DifferenceFrequency Domain,FDFD)以及有限元法[56]Finite Element MethodFEM)等。

在本文的研究当中,采用了有限元算法(Comsol Multiphysics 5.1)进行数值模拟计算。计算时需要进行相应的设置,结合图2.1,结构的顶端可以设置为入射端口和反射端口(Port 1)设置为透射端口(Port 2且在模拟仿真过程中要充分考虑0级和img40衍射效应。单元结构的左右两个边界可以设置为周期边界条件img41为了保证计算的精度,三角形网格的尺寸可适当调小一些假设有波长为img42的电磁波一定的入射角度入射到所设计吸收器的表面上,此时入射的电磁波会发生反射和透射。img43可用来计算吸收器的吸收率img44表示透射率,img45则表示反射率,并且可以通过img46参数来获得它们的数值。其中,透射率img47img48为插入损耗。由于底层金属底板的存在,经计算可知,当底层金属板达到一定厚度的时候,入射到光栅表面的电磁波将完全被阻隔此时img49几乎消失接近于0;反射率img50img51为回波损耗这时,吸收器的吸收率就可以表达为img52

1.4 hBN和Ag材料的基本特性

1.4.1 hBN材料的特性

六边形氮化硼(hBN是一种新型的各向异性材料[64-67]。在中红外波段,由于各向异性的介电常数,使得hBN在某些特定的波段能够支持磁激元共振[18]。在本文的研究当中正是充分利用了hBN材料这一特点,从而设计了两种中红外线电磁波吸收器。

hBN材料的介电常数[58-59]为如下所示的矩阵:

img53  , (1.1)

上式中,对角线上三个主轴分量均遵循洛伦兹(Lorentz)模型[60]

img54 , (1.2)

式中img55代表频率趋于无穷大时的介电常数,img56代表纵向光波模振动圆频率,img57代表横向光波模振动圆频率,img58代表阻尼系数。他们的大小如表1.1[60]所示:

表1.1 hBN材料的介电常数表达式中的参数

Axial component

img59

img60

img61

img62

img63

img64

4.95

1

778

767

35.0

2

1610

1367

29.0

img65

4.10

1

828

783

8.0

2

1595

1510

80.0


1.13给出的是hBN材料介电常数实部和虚部波长的变化曲线。其中紫色实线表示的是六边形氮化硼材料介电常数主轴分量img66img67实部和虚部波长的变化曲线,橙色实线表示的是六边形氮化硼材料介电常数主轴分量img68的实部和虚部波长的变化曲线。从图中我们可以看出,在7img69和12.5img70两个波长的附近,介电常数主轴分量img71img72img73的实部均为负值,这样hBN材料就可以在这两个波长的附近表现出类金属特性。因此在这两个波长附近,单元结构就可以形成表面等离子激元(SPPs)[17],同时也能够产生磁激元(MPs)[18]从而使得入射的中红外线局域化,产生强烈的吸收。

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\hBN沟槽介电常数\实部.jpg实部C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\hBN沟槽介电常数\虚部.jpg虚部


图1.13 (a) hBN材料的介电常数实部波长的变化曲线; (b)hBN材料介电常数虚部

波长的变化曲线

1.4.2 Ag材料的特性

Ag是一种常见的金属材料,在电磁波吸收器的设计当中得到了广泛的应用。因此在本文中,Ag材料也被用作最底层的衬底金属膜。img76材料的介电常数满足Drude模型[61]

img77, (1.3)

式中img78表示圆频率趋于无穷大时对应的相对介电常数,其大小等于5.0;img79表示等离子体振荡频率,其大小等于img80img81表示阻尼系数,其大小等于img82img83表示圆频率。在本文中所用到的电介质材料可假设介电常数为img84

1.5论文的主要内容

本文主要研究了基于hBN材料的中红外线吸收器。通过对hBN材料的深入分析,了解hBN材料的在哪一特定波段可以表现出类金属特性以及激发SPPs的条件。设计了两种基于hBN材料的中红外线吸收器,采用有限元算法(Comsol Multiphysics 5.1)对这两种吸收器进行了模拟仿真计算同时讨论这两种吸收器的吸收机理以及单元结构参数对吸收特性的影响。具体的研究内容如下:

第一章综述了目前电磁波吸收器的研究现状、基础的理论知识以及hBN材料的基本特性,接下来简单介绍了文中所借用模拟仿真算法以及主要研究内容。

第二章设计了一种基于六边形氮化硼材料的截断金字塔型的中红外线吸收器,极大地拓宽了吸收器的吸收带宽。依据磁激元共振效应和法布里珀罗谐振腔共振效应,这种吸收器能够img85的波长范围和在img86度的入射角范围内,平均吸收率可以达到80% 以上。本章中首先介绍了该吸收器的结构模型及吸收特性,接着通过场分布分析了该吸收器的吸收机理,最后讨论了该吸收器的结构参数的变化对吸收特性的影响并绘制了相应的吸收曲线对比图。

第三章设计了一种涂覆六边形氮化硼材料的多凹槽型中红外线吸收器。依据表面等离子体共振效应和电介质腔共振效应,这种吸收器的吸收率img87~img88的波长范围和img89入射角范围内可以达到90%甚至更高本章中首先介绍了该吸收器的结构模型及吸收特性,接着通过场分布分析了该吸收器的吸收机理,最后讨论了该吸收器的结构参数的变化对吸收特性的影响并绘制了相应的吸收曲线对比图。研究结果表明,这种吸收器能够有效拓宽吸收带宽

第四章主要是当前所做工作的总体概述以及对未来的憧憬。认真的思索在仿真模拟过程当中存在的问题,并日后的工作安排做出了明确的规划。



第二章 基于六边形氮化硼材料的截断金字塔型中红外线吸收器

近年来,电磁波吸收器的发展十分迅速。通过设计不同的结构选择合适材料,人们设计了各式各样的符合实际需求的电磁波吸收器。随着研究的不断深入,在中红外波段实现对电磁波的完美吸收已经成为电磁波吸收领域的一个热点问题。通过hBN 材料介电常数的数据拟合图,可以判断hBN 材料在中红外波段的特定区域能够表现出类金属的特性。本章在此基础上设计了一种基于六边形氮化硼材料的截断金字塔型中红外线吸收器。首先介绍了该吸收器的结构模型及吸收特性,接着通过场分布分析了该吸收器的吸收机理,最后讨论了当单元结构的参数发生变化时是否会对吸收器的吸收效果产生影响。

2.1结构模型

本章节设计了一种基于六边形氮化硼材料的中红外线吸收器[69]。这种吸收器是由截断的金字塔型单元结构构成的一维光栅。图2.1给出了该单元结构的模型,可以看到,截断的金字塔型单元结构是由hBN/电介质复合层所构成的。结构一共包括L个这样的复合层,其中,hBN材料的厚度为T1,电介质的厚度为T2,并且它们的宽度是相等的。从单元结构的顶层到底层复合层的宽度线性增加的,其中顶层宽度为W1,底层宽度为W2P为光栅的周期。单元结构的最底层是由厚度为img90Ag板所构成的。经过计算,img91厚的板足以使电磁波无法透射。该吸收器结构的制作可以采用Ding等人[68]的方法来实现。

结构

图2.1基于六边形氮化硼材料的截断金字塔型中红外线吸收器的结构示意图

2.2仿真模拟结果

经过大量的数值模拟运算,可以得到该吸收器的吸收性能达到最佳时的结构参数为:img93img94img95img96img97img98img99。图2.2给出的是采用以上优化结构参数的条件下,吸收器的吸收率相对于入射角度和入射波长的等高线图。结合图2.2我们可以发现,在入射波长为5.6img100~ 14.5img101,入射角度为0°~ 75°的范围内,该吸收器可以实现80%以上的高吸收率。与图2.2所示的材料的介电常数与波长的关系图对比可以发现,该吸收器的吸收带宽得到了很大程度的拓宽。

等高线

图2.2 采用优化结构参数的条件下,吸收器的吸收率相对于入射角度和波长的等高线图

2.3吸收机理分析

图2.3给出的是TM波垂直入射时,入射波长在6.5img103、10.5img104,12.5img105和13.8img106四个典型波长下,单元结构中的磁场(Hz)的强度分布。该吸收器的吸收机理,可结合图2.4来进行解释。

当波长为6.5img107时,由图1.13(a)可知,介电常数的主轴分量img108img109实部为-4,小于零,说明hBN材料在img110平面内可以表现出类金属特性。在单元结构中,就会形成类金属—电介质—类金属的微结构,这种微结构支持磁激元[18](MPs)共振。MPs会导致入射场被局域化,结构对入射的中红外波形成了强烈的吸收,如图2.3(a)所示。而介电常数的主轴分量img111实部为1,是大于零的,说明hBN材料在img112轴方向不具有类金属的特性,因此没有表现出吸收特性。

当波长为10.5img113时,由图1.13(a)可知,介电常数的主轴分量img114img115实部为9,大于零。介电常数的主轴分量img116的实部为4,也大于零。也就是说hBN材料在img117平面内和img118轴方向上均未表现出类金属的特性。此时,hBN材料仅相当于普通的高折射率电介质。由于电介质层材料的介电常数img11916,这一数值均大于周围介质的介电常数。在单元结构中,以hBN材料为中心,会形成一个个FP谐振腔[19]。如果电介质层的宽度和入射波的波长相匹配,那么就会形成驻波,场被局限于电介质层中,如图2.3(b)所示。此时,该吸收器的吸收率依然比较可观。

当波长为12.5img120时,由图1.13(a)可知,介电常数的主轴分量img121img122实部为6,是大于零的,说明hBN材料在img123平面内不能够表现出类金属的特性。而介电常数的主轴分量img124的实部为-6,是小于零的,说明hBN材料在img125轴方向能够表现出类金属的特性。这时也可以形成类金属—电介质—类金属微结构,并且可以形成MPs,场被局域化,如图2.3(c)所示。结构对入射的中红外波依然能够形成强烈的吸收。

当波长为13.8img126时,由图1.13(a)所示,介电常数的主轴分量img127img128实部为9,是大于零的,说明hBN材料在img129平面内不能够表现出类金属的特性。介电常数的主轴分量img130的实部为8,也是大于零的,说明材hBN料在img131 轴方向也不能够表现出类金属的特性。此时hBN材料仅相当于普通的高折射率电介质。由于电介质层材料的介电常数img13216,这一数值均大于周围介质的介电常数,以hBN材料为中心,也可以构成FP谐振腔。如果电介质层的宽度和入射波的波长相匹配,那么就会形成驻波,场被局限于电介质层中,如图2.3(d)所示。此时,该吸收器的吸收率依然可以保持较高的水平。

从图2.3(a)~(d)中我们可以发现,不同波长下的入射波会被限制在结构的不同位置。在较短波长下,入射波被限制在结构顶层的位置。随着波长的不断增加,入射波在结构中限制的位置发生了下移,在较长波长下,入射波则被限制在了结构底层的位置

对于hBN材料具有类金属特性时的情形,由于在单元结构中从上到下形成的类金属—电介质—类金属微结构的宽度是逐渐增大的,所形成的MPs共振[18]波长也会从上到下逐渐增大。当波长为6.5img133时,MPs共振吸收主要发生在结构的顶端,当波长为12.5img134时,MPs共振吸收发生在结构中部偏下的位置。

对于hBN材料表现为普通高折射率电介质的情形,由于在单元结构中从上到下形成的FP谐振腔[19]的宽度是逐渐增大的,进而所形成的FP谐振波长也会随之逐渐增大。当波长为10.5img135时,吸收主要发生在单元结构的中部偏上的位置,当波长增大到13.8img136时,吸收主要发生在结构较底端的位置。

lam=6lam=10lam=12lam=13

图2.3 零度入射时,波长为为6.5、10.5、12.5和13.8img141时单元结构中的磁场img142的强度分布

2.4结构参数对吸收特性的影响

接下来我们研究了在入射波垂直入射的条件下,单元结构的几何参数对吸收特性的影响。

在确保其他参数不变的情况下,仅改变复合层的层数img143,吸收曲线的相对变化如图2.4(a)所示。相较于优化值img144,当img145时,吸收曲线在波长为img146附近有较大幅度的起伏,在曲线的边缘部分则有小范围的下滑。当img147时,吸收曲线整体比较平稳,吸收率较为理想。当img148时,吸收曲线在波长为img149img150附近有明显的起伏,在曲线的边缘部分则同样有小范围的下滑。

当仅改变结构的周期img151时,吸收曲线的相对变化如图2.4(b)所示。相较于优化值img152,当img153时,吸收曲线在波长为img154附近有较小的起伏,在曲线的边缘部分则有较大幅度的下滑。当img155时,吸收曲线在img156的波长范围内有较大幅度的起伏,并且在曲线的边缘部分有小范围的下滑,整体吸收率偏低。

当仅改变hBN材料的厚度img157时,吸收曲线的相对变化如图2.4(c)所示。相较于优化值img158,当img159时,吸收曲线在img160img161附近有较大的波动。当img162时,吸收曲线在img163的波长范围内有较大幅度的起伏。

当仅改变电介质的厚度img164时,吸收曲线的相对变化如图2.4(d)所示。相较于优化值img165,当img166时,吸收曲线虽然在img167附近有小范围的上升,但在img168附近却有较大幅度的起伏,并且从img169处开始大幅下降。当img170时,吸收曲线在img171时有短暂的上升,但在img172的波长范围内却有较大幅度的起伏。

当仅改变顶层hBN材料的宽度img173时,吸收曲线的相对变化如图2.4(e)所示。相较于优化值img174,当img175时,吸收曲线在img176的波长范围内有明显的下降,在曲线的边缘部分同样有小幅度的下滑。当img177时,吸收曲线在波长为img178img179附近有明显的起伏,在曲线的边缘部分则有小范围的下降。

当仅改变底层电介质的宽度img180时,吸收曲线的相对变化如图2.4(f)所示。相较于优化值img181,当img182时,吸收曲线在img183的波长范围内有较大的起伏,在曲线的边缘部分则有较大幅度的下滑。当img184时,吸收曲线在img185时虽然有小范围的上升,但在波长为img186附近有明显的起伏,并且在曲线的边缘部分有较小幅度的下滑。

LP

T1T2

W1W2

图2.4 其他参数保持不变,当(a)img193、(b)img194、(c)img195、(d)img196、(e)img197和(f)img198分别偏离优化结构参数时和采用优化参数时,吸收率曲线的对比图

2.5 本章小结

本章设计了一种中红外线吸收器,它是一种光栅型吸收器,其结构单元为基于hBN/电介质复合层的截断的金字塔型结构。采用有限元算法,对复合层的层数、结构的周期、hBN的厚度、电介质的厚度、顶层宽度以及底层宽度对吸收性能的影响进行了仿真模拟运算模拟结果表明,磁激元共振效应和法布里-珀罗谐振腔共振效应使其在较宽的中红外波段内具有良好的吸收特性。采用优化的参数,即img199img200img201img202img203,img204img205时,在入射波长为img206,入射角度为img207度的范围内,该吸收器的吸收率可以达到80% 以上。

第三章 基于六边形氮化硼材料的多凹槽型中红外线吸收器

本文在第二章设计了基于六边形氮化硼材料的截断金字塔型中红外线吸收器,在hBN材料的类金属波段表现出良好的吸收效果,并有效拓宽了该吸收器的吸收带宽。本章在上一章的基础之上继续进行深入研究,探索改变吸收器的结构看能否能够取得较好的吸收效果。因此,本章中我们设计了一种基于六边形氮化硼材料的多凹槽型中红外线吸收。该吸收器同样是一种光栅型吸收器,单元结构中包括多个在电介质中挖出的空气凹槽。凹槽的侧面和底部均匀涂覆了六边形氮化硼材料,并且凹槽的深度是线性渐变的。该吸收器的吸收特性是由表面等离子共振效应和电介质腔共振效应共同作用引起的。本章中首先介绍了该吸收器的结构模型及吸收特性,接着通过场分布分析了该吸收器的吸收机理,最后讨论了当单元结构的参数发生变化时是否会对吸收器的吸收效果产生影响。结果表明:在优化的结构参数条件下,吸收器的吸收率在5.5~15微米的波长范围和在0~75度的入射角范围内可以达到90%。

3.1 结构模型

3.1 给出的是章所设计的基于六边形氮化硼材料的多凹槽型中红外线吸收器的单元结构模型该吸收器是在底层金属img208板上首先涂覆一层厚的电介质材料,并且在其表面等间距地制备img209个深度线性递增的凹槽,然后在每个电介质凹槽的两侧和底部均匀地涂覆一定厚度的hBN材料所构成的。img210为光栅的周期。img211表示空气槽的宽度,img212表示hBN材料的厚度,img213表示电介质材料的宽度,img214表示空气槽最小深度,img215表示空气槽最大深度。img216表示底层金属img217板的厚度,在这里img218,计算表明img219厚的img220板足以使入射的中红外电磁波无法透射。本文所设计的吸收器的结构可以采用电子束光刻技术[62]和磁控溅射技术[63]来实现。

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\沟槽结构\结构.jpg结构

图3.1 涂覆六边形氮化硼材料的多凹槽型中红外线吸收器的单元结构示意图

3.2 仿真模拟结果

经过大量的数值模拟运算,可以得到吸收特性最佳时吸收器的结构参为:img222img223img224img225img226img227img228img229。图3.2给出的是采用上述优化的结构参数条件下,吸收器的吸收率入射角度和入射波长的等高线图。从图中可以看出,吸收器的吸收率img230~img231的波长范围和img232入射角范围内可以达到90%甚至更高。同时也可以看出该吸收器对入射角度是不敏感的与图1.13所示的hBN材料的介电常数与波长的关系图对比可以发现,该吸收器的吸收带宽得到了很大程度的拓宽。

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\dgx\dgx.jpgdgx

3.2 采用优化结构参数的条件下,吸收器的吸收率相对于入射角度和波长的等高线图

图3.3给出的是电磁波0度入射条件下吸收器的吸收率、反射率和透射率分别随波长的变化曲线图。从图中可以看出,在0度入射时,吸收器在img234~img235的波长范围内吸收特性整体趋于平稳,并保持良好的吸收效果。

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\0du\0du.jpg0du

3.3 在采用优化结构参数的条件下,入射角度为时,吸收率、透射率和反射率随波长变化的曲线

3.3 吸收机理分析

图3.5 给出的是TM波垂直入射时,单元结构在入射波长为7.2img23710.5img23812.5img23913.3img240四个典型波长下的归一化的磁场分布。根据图3.4,不仅可以解释图3.3所示的现象,而且可以分析该吸收器的吸收机理。

当入射波长为7.2img241时,从图3.4a)可以看到,磁场主要被限制在涂覆hBN材料的凹槽内,同时也有相当部分的磁场被局域在结构左下方的高折射率电介质区域当中。为了解释这一现象,可结合图1.13来进行分析。由图1.13(a)可知,介电常数的主轴分量img242的实部为6,是大于零的,说明hBN材料在img243轴方向不能够表现出类金属特性;而介电常数的主轴分量img244img245实部为-38,是小于零的,说明hBN材料在img246平面内可以表现出类金属特性。也就是说在这一波长下,涂覆hBN材料的凹槽内就可以形成SPPs[17]。此时该涂覆hBN材料的凹槽就可以被视为一个开放式的光学谐振腔。当SPPs满足共振条件时,磁场就会被局域并产生强烈的吸收效果。这就很好的解释了磁场被局域在涂覆hBN材料的凹槽内的原因。另一方面,对于结构左下方的高折射率电介质区域,由于其下方为厚的金属img247板,而上方为折射率较低的凹槽区域,这时候,该电介质区域就可以看做是另外一个光学谐振腔。当入射波满足共振条件时,场同样会被限制在该区域并导致强吸收。这就是该区域产生吸收的原因。

当入射波长为10.5img248时,从3.4b)可以看到,磁场主要被限制在结构左下方的高折射率电介质区域当中,而在涂覆hBN材料的凹槽内则基本没有磁场的分布。为了解释这一现象,可结合图1.13来进行分析。由图1.13(a)可知,介电常数的主轴分量img249img250实部为8,大于零,说明hBN材料在img251平面内不能够表现出类金属特性;介电常数的主轴分量img252的实部为4,也大于零,说明hBN材料在img253轴方向同样不能够表现出类金属特性。也就是说,在这一波长下,hBN材料不论是在img254平面内还是在img255轴方向上都不能在其构成的凹槽内产生SPPs,进而无法产生吸收。这就是磁场没有被局域在涂覆hBN材料的凹槽内的原因。另一方面,对于结构左下方的高折射率电介质区域,由于其下部为厚的金属img256板,而上部则是折射率较低的凹槽区域。这时候,该电介质区域就可以看做是一个光学谐振腔。当入射波满足共振条件时,场就会被限制在该区域并导致强吸收。这就是在这一波长下该区域产生吸收的原因。

当入射波长为12.5img257时,从3.4c)可以看到,磁场不仅被局域在涂覆hBN材料的凹槽内,而且被局域在结构左下方的高折射率电解质区域当中。为了解释这一现象,可结合图1.13来进行分析。由图1.13(a)可知,介电常数的主轴分量img258img259实部为6,是大于零的,说明img260材料在img261平面内不能够表现出类金属特性;而介电常数的主轴分量img262的实部为-6,是小于零的,说明hBN材料在img263轴方向能够表现出类金属特性。也就是说,在这一波长下,涂覆hBN材料的凹槽内可以形成SPPs[17]。此时该涂覆hBN材料的凹槽就可以被视为一个开放式的光学谐振腔。当SPPs满足共振条件时,磁场就会被局域并产生强烈的吸收效果。这就很好的解释了磁场被局域在涂覆hBN材料的凹槽内的原因。另一方面,对于结构左下方的高折射率电解质区域,由于其下方为厚的金属img264板,而上方为折射率较低的凹槽区域,这时候,该电介质区域就可以看做是另一个光学谐振腔。当入射波满足共振条件时,场同样会被限制在该区域并导致强吸收。这就是该区域产生吸收的原因。

当入射波长为13.3img265时,从3.4d)可以看到,磁场仅仅被局域在结构左下方的高折射率电解质区域当中,而对于涂覆hBN材料的凹槽内则基本没有分布。为了解释这一现象,可结合图1.13来进行分析。由图1.13(a)可知,介电常数的主轴分量img266img267实部为10,大于零,说明hBN材料在img268平面内不能够表现出类金属特性;介电常数的主轴分量img269的实部为11,也大于零,说明hBN材料在img270轴方向同样不能够表现出类金属特性。也就是说,在这一波长下,hBN材料不论是在img271平面内还是在img272轴方向上都不能够在其构成的凹槽内产生SPPs,进而无法产生吸收。这就是磁场没有被局域在涂覆hBN材料的凹槽内的原因。另一方面,对于结构左下方的高折射率电介质区域,由于其下部为厚的金属img273板,而上部则是折射率较低的凹槽区域,这时候,该电介质区域就可以看做是一个光学谐振腔。当入射波满足共振条件时,场就会被限制在该区域并导致强吸收。这就是在这一波长下该区域产生吸收的原因。

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\磁场\lam=7.2um\lam=7.2um2.jpglam=7.2um2C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\磁场\lam=10.5um\lam=10.5um2.jpglam=10.5um2

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\磁场\lam=12.5um\lam=12.5um2.jpglam=12.5um2C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\磁场\lam=13.6um\lam=13.6um2.jpglam=13.6um2

图3.4 垂直入射情况下,波长为为7.2img278、10.5img279、12.5img280和13.3img281

单元结构中的磁场分布

3.4 结构参数对吸收特性的影响

接下来我们研究了在入射波垂直入射的条件下,单元结构的几何参数对吸收特性的影响。

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\吸收曲线\N\N.jpgNC:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\吸收曲线\P\P.jpgP

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\吸收曲线\t1\t1.jpgt1C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\吸收曲线\t2\t2.jpgt2

C:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\吸收曲线\h_min\h_min.jpgh_minC:\Users\Administrator\Desktop\论文二\凹槽吸收器\tutu\吸收曲线\h_max\h_max.jpgh_max

图3.5 其他参数保持不变,当(a) N、(b) P、(c) t1、(d) t2(e) hmin和(f) hmax分别偏离优化结构参数时和采用优化参数时,吸收率曲线的对比图

在确保其他参数不变的情况下,仅改变空气槽的个数img288,吸收曲线的相对变化如图3.5(a)所示。相对于优化值img289,当img290时,吸收曲线从6.3img291开始整体出现小幅度的下降,吸收率下降较为明显。当img292时,吸收曲线在img293的波长范围内有较大幅度的下滑,并且在曲线的边缘部分同样有小范围的下滑。考虑到结构制备工艺的难度和材料的节约,本文选用了10个空气槽来进行研究。

在确保其他参数不变的情况下,仅改变单元结构的周期P吸收曲线的相对变化如图3.5(b)所示。相对于优化值img294,当img295时,吸收曲线在img296的波长范围内有较大幅度的起伏,并且在曲线的边缘部分同样有较大幅度的下滑。当img297时,吸收曲线在img298的波长范围内有明显的起伏,并且在曲线的边缘部分同样出现较大幅度的下滑。

在确保其他参数不变的情况下,仅改变空气槽的宽度t1吸收曲线的相对变化如图3.5(c)所示。相对于优化值img299,当img300时,吸收曲线在整个波长范围内下降较为明显,整体吸收率相对较低。当img301时,吸收曲线虽然在img302的波长范围内有小幅度的上升,但在img303的波长范围内则有较大幅度的起伏,并且在曲线的边缘部分同样有较大幅度的下滑。

在确保其他参数不变的情况下,仅改变hBN材料的宽度t2吸收曲线的相对变化如图3.5(d)所示。相对于优化值img304,当img305时,吸收曲线在img306的波长范围内有较大的起伏,并且在曲线的边缘部分有较大幅度的下滑。当img307时,吸收曲线在img308的波长范围内有小幅度的下降,同时在img309的波长范围内有较大幅度的起伏,并且在曲线的边缘部分同样出现较大幅度的下滑。

在确保其他参数不变的情况下,仅改变空气槽的最小深度hmin吸收曲线的相对变化如图3.5(e)所示。相对于优化值img310,当img311时,吸收曲线在img312的波长范围内有小幅度的下降,并且在曲线的边缘部分同样有小范围的下滑。当img313时,吸收曲线在img314的波长范围内则有较大的起伏。

在确保其他参数不变的情况下,仅改变空气槽的最大深度hmax吸收曲线的相对变化如图3.5(f)所示。相对于优化值img315,当img316时,吸收曲线在img317的波长范围内有明显的下降,并且在曲线的边缘部分有较大幅度的下滑。当img318时,吸收曲线在img319的波长范围内有较大幅度的起伏,在曲线的边缘部分则存在小范围的下降。

3.5 本章小结

本章设计了一种基于六边形氮化硼材料的多凹槽型中红外线吸收器。其单元结构中包含多个在电介质中挖出的空气凹槽。凹槽的侧面和底部均匀涂覆了等厚的六边形氮化硼材料,并且其深度是线性渐变的。该吸收器的吸收特性是由表面等离子共振效应和电介质腔共振效应共同作用引起的。对于不同入射波长的中红外线,该吸收器可以在结构的不同区域形成不同的光学谐振腔,从而在较宽的波长范围内实现理想的吸收效果。采用有限元算法对结构中空气槽的个数,结构的周期,空气槽的宽度,hBN材料的宽度,空气槽的最小深度及其最大深度对吸收特性的影响进行了计算和分析。结果表明,采用优化结构参数条件下,即N=10img320img321img322img323以及img324吸收器的吸收率5.5img325~15img326的波长范围和img327入射角范围内可以达到90%甚至更高




第四章 总结与展望

本论文首先介绍了研究背景及意义,综述了电磁波吸收器的研究现状,并阐述了所采用的计算方法。接着利用hBN材料在红外线波段的类金属特性,设计了两种基于 hBN材料的红外线吸收器在本文的研究当中采用有限元算法(Comsol Multiphysics 5.1)对这两种吸收器进行了模拟仿真计算并且结合电磁场分布情况分析了吸收机理。同时在本论文中还详细讨论了这两种吸收器单元结构参数变化对其吸收特性的影响。具体内容如下:

1设计了一种基于六边形氮化硼材料的中红外线吸收器。这种吸收器是由截断的金字塔型单元结构构成的一维光栅。对于不同的入射波段,根据hBN材料介电常数的特点,在7img32812.5img329附近可以形成磁激元,进而产生强烈的吸收效果。在img330之间由于不同材料折射率的差异,因而能够形成法布里—珀罗谐振腔,进而对入射的电磁波产生强烈的吸收。在本章节中采用有限元算法,对复合层的层数、结构的周期、hBN材料的厚度、电介质材料的厚度、顶层宽度以及底层宽度对吸收性能的影响进行了计算和分析。结果表明,磁激元共振效应和法布里-珀罗谐振腔共振效应使其在较宽的中红外波段内具有良好的吸收特性。采用优化的参数,即img331img332img333img334img335,img336img337时,该吸收器的吸收率在img338的波长范围和在img339度的入射角范围内可以达到80% 以上,有效的实现了宽带吸收

2设计了一种涂覆六边形氮化硼材料的多凹槽型中红外线吸收器。该中红外线吸收器是一种光栅型吸收器,其单元结构中包含多个在电介质中挖出的空气凹槽。凹槽的侧面和底部均匀涂覆了等厚的六边形氮化硼材料,并且其深度是线性渐变的。该吸收器的吸收特性是由表面等离子共振效应和电介质腔共振效应共同作用引起的。对于不同入射波长的中红外线,该吸收器可以在结构的不同区域形成不同的光学谐振腔,从而在较宽的波长范围内实现理想的吸收效果。采用有限元算法对结构中空气槽的个数,结构的周期,空气槽的宽度,hBN材料的宽度,空气槽的最小深度及其最大深度对吸收特性的影响进行了计算和分析。结果表明,采用优化结构参数条件下,即img340img341img342img343img344以及img345吸收器的吸收率img346~img347的波长范围和img348入射角范围内可以达到90%甚至更高对比hBN材料的介电常数可以发现,该吸收器有效的实现了宽带吸收

随着研究的不断深入,电磁波吸收器得到了越来越广泛地发展和应用。但是

在这一过程中也不可避免的出现了电磁波吸收器的吸收带宽过窄以及对吸收角度存在一定的不敏感性等等一些问题。本论文所设计的两种工作在中红外波段的电磁波吸收器虽然有效的拓宽了吸收器的吸收带宽,同时也实现了在宽角度范围内对入射电磁波的有效吸收。但是这两种吸收器只能够在TM极化条件下实现有效的吸收,对于TE极化条件下的吸收效果还有待于进一步的研究。并且因为实验条件的限制,本论文所设计的两种吸收器只是在理论上进行了实验的模拟和数据的分析,并没有经过真实的实验研究和进行实物展示。

未来的研究工作如下:

(1)       在前期进行的理论研究的基础之上,在实验上进行进一步的论证和分析。

(2)       使用三维仿真软件对本论文设计的两种电磁波吸收器进行三维仿真模拟,讨论其吸收效果并与本文中的吸收器吸收特性进行对比

在前期进行的理论研究基础之上,进一步研究在TE极化条件下本论文所设计的两种电磁波吸收器的吸收特性,讨论其吸收机理同时分析在入射波垂直入射的条件下,单元结构的几何参数对吸收特性的影响。




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2021年11月5日 17:45
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