吸收8336584_张晨,薛文瑞,陈岳飞,张敬,李昌勇_基于氮化钛和二氧化钛的可见近红外超宽带吸收器_张晨论文_20200326_xue
基于氮化钛和二氧化钛的可见近红外超宽带吸收器
电磁吸收器是一种能有效吸收特定波长的电磁波并将其转化为其它形式的能量的装置[1] 由不同的介质或谐振器组成其吸收性能主要取决于其结构、材料和吸收机理。它们在太阳能收集错误未找到引用源。 、传感[3]、探测[4]和电磁隐身[5]等方面有潜在的应用前景。
电磁吸收器通常通过激发复杂结构的多种响应来吸收特定波长的电磁波结构的复杂程度与加工工艺息息相关。典型的电磁吸收器的结构一般基于“金属-绝缘体-金属” MIM三层结构通常在结构表面分布着周期性排列的金属微结构谐振单元并通过绝缘层与底部金属平板隔开。在MIM结构中可以采用不同的金属结构如光栅型[6]、薄膜型[7]、圆盘型[8]、柱型[9]等。通过对结构几何参数的优化这些吸收器可以在多个波段具有宽带吸收的特性。同时材料的固有吸收能力在很大程度上影响吸收器的吸收效率。应用于典型的吸收器的吸波材料有金属材料[10][11]、半导体材料[12][13]、新型材料[14][15]和电介质材料[16][17]等这些材料利用自身的光学特性能使吸收器对入射电磁波得到最大程度地损耗吸收。为了使电磁吸收器产生更强的吸收效应多种吸收机制相继被提出典型的物理机制是磁激元MP s共振[18]、表面等离子体SPP共振[19]、法布里-帕罗腔FP共振[20]和导模共振[21]等。
随着微纳结构加工技术的不断发展与完善 电磁吸收器得到了广泛的研究[22][23]。在可见光至近红外线波段采用传统材料构造的吸收器显示出了优异的吸收特性。 2011年 Aydin等人设计了一种基于银材料的吸收器[11] 在400~700 nm上产生偏振无关的吸收效果平均吸收率为71%。 2012年 Søndergaard等人设计一种金凹槽阵列的吸收器[22] 在450~850 nm范围内达到96%的平均吸收。 2014年 Cao等人设计了一种由相变材料Ge2Sb2Te5组成的吸收器[25] 该吸收器在80度广角范围内表现出偏振无关性。 2017年 Zhou等人设计了一种金纳米粒子可调宽带吸收器[26] 在可见光和红外光波段表现出90%的吸收率。 2018年 Le i等人设计了一种基于Ti-S iO2的超宽带吸收器[27] 基于等离子共振激发和法布里-帕罗腔共振效应得到了平均吸收率为97%的完美吸收工作波长范围为354~1066 nm。 2019年 Liu等人设计了一种基于Ti和S i的宽带太阳能吸收器[28] 在500~4000 nm的光谱范围内产生了高
达94.7%的平均吸收。虽然上述基于传统金属材料的吸收器都获得了高吸收但都存在难以应用于热光伏等高温环境领域的问题因此研究耐高温材料在吸收器中的应用是十分必要的。
氮化钛TiN是一种新型耐火材料其熔点高达2930℃并且具有良好的高温耐久性[29] 在可见光至近红外线波段范围内能激发表面等离子体共振[30] 。二氧化钛TiO2也是一种新型耐火材料其熔点高达1870℃在可见光至近红外线波段范围内表现为普通的电介质错误未找到引用源。 。 2014年 Li等人通过实验验证了TiN在高温和激光照射条件下具有很好的热稳定性和化学稳定性[31] 。 2015年Wang等人设计了一种基于TiN纳米盘阵列的吸收器[33] 结果显示在400~700nm内电磁波被完全吸收。 2017年C ate lla ni等人解释了TiN在可见光范围内的主要特征并讨论了实验提出的TiN在不同介电材料上等离激元的形成和稳定性[34] 。2018年H uo等人提出了一种基于TiN纳米锥阵列的宽带吸收器[35] 实现了高达99.6%的平均宽带吸收并在波长为400~1500nm的范围内表现出与偏振无关的完美吸收。上述吸收器都应用了TiN耐火材料虽然解决了吸收器在高温环境中的应用问题但吸收带宽都受到了很大的限制不能全面覆盖太阳能辐射光谱。为了更好的应用于太阳能收集领域实现与太阳光谱带宽相近的带宽是必要的。
本文拟设计一种基于TiN和Ti O 2的可见近红外超宽带吸收器。利用有限元法分析了其结构参数、工作波长和入射角度对其吸收性能的影响。通过调整结构参数控制其吸收特性实现超宽带吸收。
2.结构模型及计算方法
本文设计的吸收器由在水平方向呈周期性排列的金字塔形单元结构的光栅组成 图1为其单元结构示意图。单元结构自下而上由L个宽度尺寸呈线性递减的TiN/TiO 2复合层构成最顶层中的TiN采用了半球结构。该结构的制作方法可参照文献[36]采用的方法。如图1所示复合层顶层的宽度为W 1 底层宽度为W2。除最顶层外复合层的上层是高度为h1的TiN层。复合层的下层是高度为h2的TiO 2层。单元结构最底层为厚度为d的钨W板用来防
止电磁波的透射。经过计算可知钨板的厚度d=100nm时可达到零透射的效果。计算时结构顶部和底端均设置了端口分别为Port 1和Port 2左右两个边界为周期性边界条件PBC其周期为P。横磁型TM电磁波以α角度入射到结构上。
TiN的介电常数T iN遵循德鲁德-洛伦兹模型[14]
其中 b=4.855 p为离子体振荡频率其大小等于7.9308eV p为Drude阻尼参数其大小等于0.1795eV f1为振子的强度其大小等于3.2907 1为跃迁频率其大小等于
4.2196eV 1为Lorentz阻尼参数其大小等于2.0341 eV。
TiO2的介电常数与频率的关系式为[38]
TiO2
其中 2.83 s为振子强度其大小等于4.07 t为频率其大小等于4.39eV 0为振子阻尼系数其大小等于0.20eV。
以不同角度入射的TM波在光栅的作用下会产生反射和透射通过有限元方法ComsolMultiphysics 5.1模拟可得到吸收器的电磁响应 由S参数可得到反射率、透射率和吸收率。反射率为R()S11 2 透射率为T()S21 2 。吸收器的吸收率可表示为A()1R()T() 其中 由于底板的防透射性 T()基本为0。在计算时将Port 1设置为入射端口和反射端口 Port 2设置为透射端口并且每个端口分别配置两个衍射级考虑0级和±1级的衍射效应。单元结构的左右边界采用周期性边界条件。 自由剖分三角形网格的最大单元尺寸设置为30nm最小单元尺寸为4.11 nm 以确保解的高精度性。
3.吸收特性
时单元结构中归一化的磁场强度分布。从图3中可以看出当入射波波长为740nm时磁场主要分布在单元结构的顶部。当入射波波长为1000nm时磁场主要分布在单元结构的中部。当入射波波长为1980nm时磁场主要分布在单元结构的底部。磁场的局域化来自于单元结构中激发的磁激元[18]。因为在500~2000nm的波段范围内TiN表现为类金属材料TiO2表现为普通电介质材料所以单元结构中的TiN/TiO2/TiN复合层就构成了MIM结构这是激发磁激元的物理基础[18]。因为单元结构从上至下复合层的宽度在增大而磁激元的激发波长与单元结构复合层的宽度存在一定的关系所以当波长增加时磁激元在单元结构中所处的位置在逐渐下移。多个复合层宽度对应多个磁激元激发波长从而实现了宽带吸收。
的吸收曲线相比波长大于1500nm时W2=180nm的吸收曲线不断下降吸收带宽减小当W2取值增大时吸收带宽也随之增大。增大为W2=238 nm时其吸收曲线相比于优化曲线有略微的下滑由于此值接近于周期值考虑到制作工艺技术的限制本研究选取W2为210nm。
图4e展示了在仅改变周期P的条件下对应的吸收曲线。与优化值P=240 nm的吸收曲线相比 P=212 nm的吸收曲线在吸收带的尾部有所下降 当P取值为420 nm时吸收曲线500~800nm范围内下降较大导致吸收带宽减小。
图4 f展示了在仅改变层数L的条件下对应的吸收曲线。 L=6的吸收曲线在900 nm处和1300nm处出现波谷在大于1600 nm波长范围的吸收率不断下降。随着L值的增大平均吸收率和吸收带宽也不断增大。L=14和L=18吸收曲线与L=10的吸收曲线基本保持一致吸收率都保持在97%以上但由于考虑到材料成本以及制造工艺等因素本研究选取L为10层。
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