Tamm等离子体选择性热发射器外文翻译资料

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Tamm等离子体选择性热发射器

摘要

实验证明了Tamm等离子体极化子(TPPs)激发产生的选择性热发射。TPP结构由分布式布拉格反射器(DBR)和顶部的金属薄膜组成。只有通过改变DBR的光子带隙才能实现热发射的可调谐性。基于TPP的结构可以实现低成本、大面积的选择性热发射。

正文

实现选择性热发射对于有效利用热辐射和热管理具有重要意义。选择性红外辐射剂的应用范围从干燥涂料、食品加工到热释光电池^[1、2]。根据基尔霍夫热辐射定律，在热力学平衡条件下，吸收系数等于表面发射率^[3、4]。使用吸收特定波长的有损材料是实现选择性发射的最简单方法；然而，发射波长固定在本征材料特性上^[5]。亚波长金属结构取代选择性吸收材料，具有任意调谐发射波长的优点。在几种不同的亚波长金属结构中，包括光栅^[6]、立方^[7]、十字^[8]和圆盘^[9]，亚波长金属绝缘体金属(MIM)结构由于其高效的性能，从而引起了人们的广泛关注。除了MIM结构外，二维金属光子晶体^[10]、三维金属光子晶体^[11]以及两种与多金属层相结合的介质材料作为相干热源同样也受到了广泛的关注。纳米结构的超材料让我们在温度变化时保持相同的发射特性^[9]。然而，由于纳米结构制备的成本、纳米尺度的尺寸控制、大面积加工等方面的困难，限制了其在实际应用中的应用。

为了减轻二维和三维亚波长结构制作的局限性，我们提出并用实验证明了一维多层膜的选择性热发射。我们的设计是基于Tamm等离子体激元极化子(TPPs)。与位于光锥外的表面等离子体极化子(SPPs)不同，TPP多层结构能够支持在光锥内存在色散的表面波。在金属和布拉格反射器(DBR)界面处激发的表面波具有零平面内波矢量和强的能量约束^[12]。TPP的共振在吸收光谱中表现为一个尖峰。与SPPs不同，TPPs可以在没有光栅或棱镜耦合器的情况下直接观测到^[13-15]。由于基于TPP的结构不需要任何2D或3D模式，这些结构的制作非常简单，而且可以很容易地放大到更大的尺寸。以往对TPPs的研究主要集中在临界耦合条件、TPP耦合模的可调谐性^[16，17]和导出的结构上^[18，19]。此外，还讨论了金属介电常数对可见光TPP共振质量因子的影响^[13]。然而，基于TPP的结构还没有作为选择性热发射器进行研究。

对于选择性热发射体来说，高温下的热稳定性和转换效率(将输入能量转化为热发射的效率)是两个重要的考虑因素^[2]。根据维恩定律，当工作温度在500~800 K^[20]和1000 K以上时，3~5mu;m(中红外)的热发射对近红外辐射是有效的^[7]。在获得高发射率的同时，材料的耐火性能也是实现选择性热发射体的重要因素。因此，本研究选择了一种耐火材料钨(W)作为红外吸收材料^[21]的发射层。在本研究中，设计并表征了作为热发射体的TPP基多层结构。首先，通过对中红外TPP结构的解析计算，讨论了DBR最后一层厚度和金属厚度对共振波长的影响。 然后，给出了实验测量的选择性发射腔，以及计算结果并且与计算结果进行了比较。最后，研究了金属的光学常数与TPP基发射极发射性能之间的关系。

本研究制备了针对约为2.2和5mu;m的TPP结构。在大约2.2mu;m处的发射与普通的Ⅲ-V半导体光电带隙(0.5 5eV)相匹配^[22,23]。对于气体传感如探测二氧化碳，吸收峰在4.3mu;m附近是目标波长^[24,25]。选择Si和SiO₂作为DBR，因为当折射率差较大时光子带隙较大，只要有两对薄膜就能获得较高的反射率。当共振波长(lambda;_TPP)接近DBR的中心波长(lambda;_DBR)时，反射率可达到最低倾角^[26]。因此，TPP结构的目标是lambda;_DBR=2.2mu;m以及lambda;_TPP=5mu;m。基于TPP的发射极在Si衬底上的原理图如图1(a)所示。由Si和SiO₂组成的两对DBR分别具有2.2mu;m发射极和5mu;m发射极四分之一光程长度的厚度。在DBR顶部，额外的Si层(DBR的最后一层，t_{DBR_LAST})，厚度90 nm用于2.2mu;m发射极和厚度为280 nm对5mu;m发射极进行了沉积。通过在Si衬底上使用磁控溅射系统来沉积所有的电介质层。然后，在DBR的顶部沉积15nm钨(W)薄膜。在图1(b)中，给出了两种TPP热发射体的横截面扫描电镜图像。图1(c)显示了在2.2mu;m(左)和5mu;m(右)共振波长处的磁场图和磁场强度分布的横截面。利用有限元法在COMSOL多物理软件计算了二维磁场分布。在金属与DBR的界面处有较强的增强作用。如图1(C)所示TPPs的一个特征是场指数衰减到DBR侧。

图1.(a)顶部为W薄膜的TPP结构示意图。(B)以Si/SiO 2 DBR和W膜为表面的TPP结构的SEM横截面图像。对于2.2mu;m的TPP发射极，每一层的厚度为t₁=163.2 nm，t₂=331.2 nm，t₃=165.6 nm，t₄=333.7 nm，t_{DBR_last} =92.6nm以及t_{Metal_}=14.8nm。对于目标为5mu;m的TPPp发射极，每层的厚度为t₁=336 nm，t₂=850.2 nm，t₃=323.9 nm，t₄=854.3 nm，t_{DBR_last} =275.3 nm以及t_{Metal_}=16.2nm。(c)TPP结构在共振波长和横截面图上沿z轴的归一化磁场强度分布。

图2显示了具有不同DBR最后一层厚度以及不同金属厚度的TPP结构的反射光谱图。光谱模拟是基于传递矩阵法进行的，该方法通过级联矩阵来分析电磁波在多层结构中的传播^[27]。从文献中提取了Si和SiO₂的光学常数^[28,29]。用发射光谱椭圆偏振仪(SENTECH SENDIR)对W的光学常数进行了表征。如图2(a)和2(b)所示设计目标约2mu;m，如图2(c)和2(d)所示设计目标约为5mu;m。TPPs的共振条件可以用(1)约为0^[17]，其中r_{DBR_last},n_{DBR_last}和t_{DBR_last}分别是反射系数、DBR最后一层的折射率和DBR最后一层的厚度。

在等式(1)里当相位项变为零(或2pi;)时可得到共振波长^[17]。当增加DBR最后一层厚度(t_{DBR_last})时，谐振波长在DBR的停止带内随着浅反射率的倾斜而红移，如图所示2(a)和2(c)。图2(a)和2(c)的趋势可以满足相的过零条件.此外，当t_{DBR_last}大于半光路长度时则会出现多个腔模。如图2(a)和2(c)所示,为了只观察TPP共振，t_{DBR_last}的范围是有限的。然而，随着金属厚度的减小，共振带宽随着反射倾角的加深而变宽。原因是超薄的金属允许更多的电磁场穿透^[5]，但是，由于它不像一面镜子那样工作，所以场地限制变得很差。对于较厚的金属，较少的光可以穿透，但它可以支持较强的TPPs并且有一个狭窄的带宽。因此，当金属厚度很薄时，穿透电磁场的数量将成为增强吸收的主导因素，这是一种非共振机制，如图2(b)和2(d)中虚线所示当金属厚度减小时带宽会变宽。对于lambda;=2mu;m和5mu;m激发，W膜厚度应分别小于40 nm和25 nm。可以推断，对于以较长波长为目标的TPP发射器，需要一层较薄的金属膜才能使TPP激发后的磁场得到显著的增强。

图2.解析计算了对于中心波长为2mu;m的DBRTPP发射器的二维反射率图：(a)DBR的最后一层厚度为10~150 nm，W厚度为15 nm；(b)对于中心波长为5mu;m的DBR,DBR的金属层厚度为10~50 nm，最后一层厚度为90 nm;(c)DBR的最后一层厚度从10到500 nm不等，固定W厚度为15 nm，(D)DBR的金属层厚度在10~50 nm之间，最后一层厚度固定在280 nm;虚线表示Tamm等离子体共振模式，其中共振波长可以通过调整DBR的最后一层厚度来调整。虚线圆圈表明，当使用较薄的金属厚度时带变宽，但反射率较低。

图3比较了在2.2mu;m和5mu;m处具有TPP共振的两种TPP热发射体的模拟和实验结果。在图3(a)和3(c)中测量的反射光谱用固体线表示。并且利用FTIR光谱仪(Thermo Science Nicolet IS50R)进行反射率和发射测量。传递矩阵法计算的光谱用虚线表示，所测得的反射光谱与模拟的两种TPP发射体的反射光谱符合得很好。图3(b)和3(d)中表示的是在压力为10^minus;8~10^minus;9 的超高真空室中进行的热发射测量结果。利用直流电流到TPP发射极的顶部金属层来加热样品，TPP发射器的尺寸为5mmtimes;25 mm。在发射测量过程中，在样品背面固定一个热电偶来估算样品温度。对发射光谱进行了分析并且利用黑体涂料样品为计算TPP发射剂的发射率谱作为参考。如图3所示，结果表明两种TPP的发射光谱与模拟的吸收谱有较好的拟合关系并且都有轻微的红移。质量因数由Q因子定义=lambda;_TPP/半高宽。对于2.2mu;m的TPP发射极，如图3(b)所示，如果将电流从0.26增加到0.4A(温度sim;800K 100K)Q因子将从2.30降到2.14。对于5mu;m的TPP发射极，如图3(d)所示，如果当电流从0.16降低到0.3A(温度sim;600K 100K)时Q因子将从2.12降低到1.51。从图3(b)和3(d)中可以看到，当外加电流增加时发射率的带宽增加。这是和金属的介电函数与温度有关，所以温度越高，电子碰撞频率越高^[4]。此外，随着带宽的扩大，发射峰略有红移。这可能是由于DBR中Si或SiO₂的折射率在高温下发生了变化。如图3(D)所示针对DBR厚度较厚的5mu;m的TPP发射极具有更明显的位移。此外，随着温度的升高，较长波长的发射率变高。因此，较高的温度(即电流)会导致低的Q因子发射行为，特别是对于在较长波长工作的发射极。

图3.对于目标为2.2mu;m的TPP发射器:(Aa)测量的反射光谱(固体黑曲线)以及模拟反射率、透射率和吸收谱(虚线曲线)，(b)针对5mu;m的TPP发射器在不同电流下测量的发射率谱：(c)测量的反射光谱(固体黑曲线)以及模拟反射率、透射率和吸收谱(虚线曲线)，(d)测量的发射率光谱其中加热样品的电流范围为0.16至0.3 A。

除了DBR和金属层的厚度外，金属的光学性能是优化TPP发射极设计的一个特别重要的考虑因素。本文选择了三种不同的金属W、Al和Au，研究了介电函数对发射性能的影响。Au的光学常数取自文献^[30]。用椭圆偏振光光谱法对W和Al的光学常数进行了表征。图4(a)显示了在1500到7000 nm范围内金属介电函数的实部和虚部。众所周知，金属介电常数的虚部可以决定电子能量的耗散；此外，介电常数的实部与表面电荷屏蔽有关，这将影响界面处的反射^[31,32]。当omega;≪omega;_p时，TPP结构的复本征频率可以描述为 (2)

其中和是DBR两种介质的折射率，是DBR的中心频率，是金属的复折射率。如果光通常入射到TPP结构中，那么TPP结构的Q因子可以描述为^[33]

(3)

其中和分别是传播波矢量的实部和虚部。此外，如果k≫n；Q_TPP可以进一步简化为 (4)

其中和分别是金属折射率的实部和虚部，和分别是金属介电常数的实部和虚部。

是根据公式(4)计算的，如图4(b)和表1所示列出了使用不同金属的TPP最佳排放条件的Q因子。从表1中可以看出，在2mu;m到5mu;m的TPP器件的Q因子与金属介电常数的实部和虚部之比成正比。介电常数比值越高，在特定波长处的Q因子共振行为越高(即共振峰越窄)。介电常数的比值可用于在不同的发射带宽要求(即Q因子)中选择合适的金属。此外，实际上还需要考虑金属的熔点。因此，虽然Au是三种金属中Q因子最高的，但W是最实用的一种因为它的熔点很高。

图4.(a)复介电常数(b)W、Al和Au的实部虚部的对应比

表1.三种金属的光学常数和熔化温度及其热发射体的Q因子

总之，中红外区的TPP结构已经实验证明了选择性热发射。通过调整DBR的最后一层厚度，可以在DBR的停止带内的任意波长上设计TPPs。另

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