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Nature Communications Band 13, Artikelnummer: 4560 (2022) Diesen Artikel zitieren

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On-Chip-Polarimeter sind für ultrakompakte optische und optoelektronische Systeme der nächsten Generation äußerst wünschenswert. Polarisationsempfindliche Fotodetektoren, die auf der anisotropen Absorption natürlicher/künstlicher Materialien basieren, haben sich aufgrund ihrer filterlosen Konfiguration als vielversprechende Kandidaten für On-Chip-Polarimeter erwiesen. Diese Fotodetektoren können jedoch nur für die Detektion von entweder linear oder zirkular polarisiertem Licht eingesetzt werden, nicht für die Voll-Stokes-Detektion. Hier schlagen wir Polarimeter mit drei Anschlüssen vor und demonstrieren sie, die chirale plasmonische Metamaterial-vermittelte Fotodetektoren im mittleren Infrarotbereich auf dem Chip für die vollständige Stokes-Detektion umfassen. Durch Manipulation der räumlichen Verteilung chiraler Metamaterialien konnten wir polarisationsaufgelöste Absorptionen durch den photothermoelektrischen Effekt in entsprechende polarisationsaufgelöste Photospannungen von drei Ports umwandeln. Wir nutzen das entwickelte Polarimeter in einer Bildgebungsdemonstration, die eine zuverlässige Fähigkeit zur Polarisationsrekonstruktion zeigt. Unsere Arbeit bietet eine alternative Strategie zur Entwicklung polarisationsaufgelöster Fotodetektoren mit einem bandlückenunabhängigen Betriebsbereich im mittleren Infrarot.

Der Polarisationszustand (SoP), der die elektrische Feldschwingung charakterisiert, ist für optische Anwendungen wie optische Kommunikation, Fernerkundung und Navigation von entscheidender Bedeutung1,2,3. Polarisationsdetektoren im mittleren Infrarotbereich (mittleres IR) sind aufgrund ihrer weit verbreiteten Anwendungen in der chemischen Analyse, der biomedizinischen Diagnose und der Gesichtserkennung besonders attraktiv4,5,6. Seit Jahrzehnten umfassen herkömmliche Ansätze zur Polarisationsdetektion Zeitteilung, Amplitudenteilung, Aperturteilung und Brennebenenteilung, was normalerweise eine Kombination aus linearen Verzögerern, Polarisatoren und Halbwellenplatten erfordert und Viertelwellenplatten7,8. Solche sperrigen und komplizierten optischen Systeme, die Freiraumpolarisatoren verwenden, haben jedoch intrinsische Nachteile wie begrenzte Geschwindigkeit, begrenzte Genauigkeit und unvollständige Erkennung des Polarisationszustands9. Jüngste Fortschritte bei niederdimensionalen nanophotonischen Technologien haben faszinierende Ansätze für die Entwicklung der Polarimeter der nächsten Generation enthüllt10,11. Als potenzieller Kandidat für kompakte Polarimeter der nächsten Generation wurden polarisationsempfindliche On-Chip-Fotodetektoren aufgrund ihrer Vorteile, darunter ein hoher Miniaturisierungsgrad und eine Integration mit ultrahoher Dichte, in letzter Zeit umfassend untersucht.

Bisher basiert einer der Hauptansätze zum Nachweis von SoP auf der strukturellen Anisotropie oder Chiralität der natürlichen Materialien. Im Allgemeinen basieren Fotodetektoren für die Detektion linearer Polarisation auf der anisotropen Absorption eindimensionaler Nanodrähte oder zweidimensionaler Van-der-Waals-Materialien12,13,14, während Fotodetektoren für die Detektion zirkularer Polarisation auf der chiralen Absorption von Licht in organischen Halbleitern und Hybriden basieren Perowskite15,16, der Spin-photogalvanische Effekt in topologischen Isolatoren oder Halbmetallen17,18,19,20, inverser Spin-Hall-Effekt an der Metall-Halbleiter-Grenzfläche21,22 und spinabhängige Rekombination von Leitungselektronen23,24. Allerdings werden die Anwendungen dieser polarisationsempfindlichen Fotodetektoren durch intrinsische Einschränkungen behindert, wie z. B. bandlückenabhängige spektrale Reaktionen, chemische Instabilität und geringe Polarisationsempfindlichkeit im Zusammenhang mit geringer Anisotropie oder Chiralität. Darüber hinaus funktionieren die meisten dieser polarisationsempfindlichen Fotodetektoren nur zur Erkennung entweder der linearen Polarisation oder der zirkularen Polarisation von Licht, können jedoch nicht für die vollständige Stokes-Detektion eingesetzt werden. Da künstliche Strukturen eine starke Anisotropie und Chiralität erreichen können und über eine große Designflexibilität und eine filterlose Konfiguration verfügen, können solche durch künstliche Strukturen ermöglichten funktionellen Fotodetektoren eine kompakte Polarimetrie für die Detektion von polarisiertem Licht sowie eine Polarisationsbildgebung mit potenziell ultrahoher Pixeldichte realisieren. Die Verwendung künstlicher Strukturen, die mit aktiven Materialien integriert sind, ist ein weiterer wichtiger Ansatz zur Erkennung von SoP. Dieser Ansatz führte zu polarisationsempfindlichen Fotodetektoren, die im Streu-, Absorptions- und geführten Strahlungsmodus arbeiten25. Beispielsweise wurden plasmonische Metamaterialien mit polarisationsselektiven Feldverstärkungen in Halbleiter integriert, um polarisationsempfindliche Photoströme zu erzeugen26,27. Die meisten früheren Detektoren beruhten jedoch auf dem photoleitenden oder photovoltaischen Effekt, der eine Anpassung zwischen der Resonanzwellenlänge plasmonischer Metamaterialien und der Bandlücke von Halbleitern erfordert7,28. Daher ist ein effizienter Weg, starke Anisotropie und Chiralität auf elektrische Auslesungen zu übertragen, ohne dass die Betriebswellenlänge durch die Bandlücke aktiver Materialien eingeschränkt wird, dringend erforderlich.

Die Standard-SoP-Erkennung erfordert vier Messungen, um vier Stokes-Parameter zu erhalten, nämlich die Lichtintensität, zwei lineare Polarisationskomponenten und eine zirkulare Polarisationskomponente29,30,31. Mit anderen Worten: Für die vollständige Stokes-Detektion werden sowohl lineare als auch zirkular polarisationsempfindliche Fotodetektoren benötigt. Für lineare und zirkular polarisationsempfindliche Fotodetektoren sind das Polarisationsverhältnis (PR) und der Asymmetriefaktor (g) die entscheidenden Kennzahlen zur Charakterisierung der Polarisationsempfindlichkeit. Die großen PR- und g-Werte sind äußerst wichtig für die Verbesserung der Erkennungsgenauigkeit in praktischen Anwendungen. Allerdings zeigen die meisten zuvor beschriebenen polarisationsempfindlichen Fotodetektoren in der Regel unipolare polarisationsabhängige Fotoreaktionen und der entsprechende PR und g-Faktor sind im Allgemeinen klein, z. B. 0 < PR < 20 und 0 < g < 2. Es wird darauf hingewiesen, dass die PR und Der g-Faktor wird unter Verwendung von PR = Vmax/Vmin und g = 2 × (VLCP − VRCP)/(VLCP + VRCP) berechnet, wobei Vmax und Vmin die maximale bzw. minimale linear polarisationsabhängige Photospannung sowie VLCP und VRCP darstellen bezeichnen die Photospannungen bei Beleuchtung mit linkszirkular polarisiertem (LCP) bzw. rechtszirkular polarisiertem (RCP) Licht32. Um den PR-Wert zu erhöhen, wurden kürzlich bipolare, linear polarisationsempfindliche Fotodetektoren realisiert, indem der durch den Photonenmechanismus und den Heißträgermechanismus modulierte Dember-Effekt durch die Integration von Nanoantennen auf Graphen eingeführt wurde . Dadurch kann der PR so gesteuert werden, dass er Werte im Bereich von (1 →∞/-∞→−1) mit einem Übergang von positiv nach negativ hat. Eine solche Realisierung demonstrierte jedoch nur die bipolare lineare Polarisationsdetektion, während der Polaritätsübergang für die zirkulare Polarisationsdetektion bis heute nicht realisiert wurde. Andererseits wurde die robuste Erkennung von zirkular polarisiertem Licht mit Immunität gegenüber dem allgegenwärtigen unpolarisierten und linear polarisierten Licht nicht realisiert.

Hier wollen wir eine solche Herausforderung angehen und gleichzeitig die bipolare lineare und zirkulare Polarisationsdetektion erreichen, um ein monolithisches Voll-Stokes-Polarimeter zu entwickeln. Unter Nutzung des SoP-abhängigen photothermischen Effekts in plasmonischen chiralen Metamaterialien und des Seebeck-Effekts in zweidimensionalen (2D) thermoelektrischen Materialien demonstrieren wir experimentell photothermoelektrische (PTE) polarisationsempfindliche Photodetektoren im mittleren IR-Bereich bei Raumtemperatur für die Detektion linearer und zirkularer Polarisation. Das Designprinzip bietet nicht nur eine leistungsstarke Plattform zur Übertragung der polarisationsempfindlichen optischen Reaktion auf eine elektrische Signalauslesung, sondern kann auch problemlos auf andere Wellenlängenbereiche wie den sichtbaren, den nahen Infrarotbereich und den Terahertzbereich angewendet werden Die Reaktion unseres Geräts wird nicht durch die Bandlücke aktiver Halbleiter begrenzt. Die für SoP-abhängige Absorption konzipierten chiralen plasmonischen Metamaterialien erzeugen durch photothermischen Effekt bei gleichmäßiger Beleuchtung lokalisierte Temperaturgradienten, die wiederum eine polarisationsaufgelöste Photospannungsreaktion in zweidimensionalen thermoelektrischen Materialien erzeugen. Darüber hinaus kann der Polaritätsübergang sowohl für lineare als auch für zirkulare Polarisationsdetektionen durch räumliche und geometrische Konfigurationen chiraler Metamaterialien innerhalb des Gerätekanals realisiert werden. Darüber hinaus wird als Proof-of-Concept-Demonstration der Überlegenheit der ausgeglichenen Fotodetektoren (PR = −1, g = ∞) ein ordnungsgemäß konzipiertes Gerät mit drei Anschlüssen für die vollständige Stokes-Erkennung demonstriert und eine Demonstration der Polarisationsbildgebung vorgestellt mit dem entwickelten Gerät. Unsere Ergebnisse zeigen einen filterlosen, ungekühlten, bandlückenunabhängigen, vorstellbaren wellenlängenspezifischen, konfigurierbaren und polarisationsabhängigen Photodetektionsmechanismus, der auf der Kombination nanophotonischer Strukturen und thermoelektrischer Materialien auf einem integrierten Chip basiert. Es bietet eine vielversprechende Plattform für optoelektronische Anwendungen und eröffnet Möglichkeiten für die Fotodetektions-, Polarimetrie- und Bildgebungstechnologien im mittleren Infrarotbereich der nächsten Generation.

Die Architektur unseres vorgeschlagenen PTE-Detektors für den mittleren Infrarotbereich (Abb. 1a) besteht aus einem zweidimensionalen thermoelektrischen Material, zwei Elektroden und einem chiralen plasmonischen Metamaterial, das eine periodische Anordnung chiraler plasmonischer Metaatome umfasst. Das chirale plasmonische Molekül besteht aus einer Z-förmigen Gold (Au)-Nanostruktur auf einem dielektrischen Abstandshalter (Al2O3) und einer dicken Au-Rückplatte. Abbildung 1b zeigt die Elementarzellen von linkshändigen (LH) und rechtshändigen (RH) Metamaterialien für bevorzugte LCP- und RCP-Lichtabsorber. Für ein typisches Metamaterial unter normal einfallender Strahlung mit transversaler magnetischer Polarisation zeigt das simulierte Absorptionsspektrum einen Wellenlängenpeak bei etwa 5,3 µm, wie in Abb. 1c (blau) dargestellt. Querschnitte der Verteilung des elektrischen Feldes und der Leistungsabsorptionsverteilung mit Ein- und Aus-Resonanzmodi sind in Abb. 1d dargestellt, z. Die On- und Off-Resonance-Modi entsprechen der maximalen und minimalen Absorption bei Wellenlängen von 5,3 bzw. 5,1 µm. Im Vergleich zum Off-Resonance-Modus induziert der On-Resonance-Modus größere elektrische Felder in der Au-Antenne, was zu einer höheren Lichtabsorption führt. Andererseits erfolgt die Hauptabsorption des Lichts an den Au-Antennen. Wenn die Metamaterialien mit einem Lichtstrahl im mittleren Infrarotbereich mit einem Durchmesser von 100 µm und einer Leistung von 5 mW beleuchtet werden, erhöht der photothermische Effekt34 die Temperatur der Au-Antenne. Abbildung 1c (rot) zeigt die erhöhte Temperatur ΔT als Funktion der Wellenlänge. Das maximale ΔT bei der Resonanzwellenlänge kann bis zu 3 K erreichen. Noch wichtiger ist, dass das Absorptionsspektrum eine ähnliche Reaktion zeigt (dh die blauen und roten Kurven in Abb. 1c überlappen sich nahezu), was auf eine lineare Beziehung zwischen der Absorption und ΔT hinweist. Eine solche lineare Beziehung ist entscheidend für die Übertragung der polarisationsabhängigen optischen Absorption auf polarisationsaufgelöste elektrische Signalausgänge.

a Gerätearchitekturentwurf für resonanzthermoelektrische Photoantwort. Hier repräsentieren k, E und Vph den Wellenvektor, den elektrischen Feldvektor bzw. die Photospannung. b Schematische Darstellung des chiralen Metamaterials, bestehend aus der chiralen plasmonischen Metamolekülanordnung (Au), dem dielektrischen Abstandshalter (Al2O3) und der Metallrückwandplatine (Au). LH und RH bezeichnen Linkshänder bzw. Rechtshänder. W1,2, L1,2, P1,2 und D geben die Breite, Länge, Periodenskala bzw. Dicke von Al2O3 an. c Simulierte Absorption und Temperaturanstieg (ΔT) als Funktion der Wellenlänge mit einer Eingangsleistung von 5 mW. d, e Vollwellensimulationen der elektrischen Feldverteilungen (d), normiert auf das einfallende elektrische Feld, und die Leistungsabsorptionsdichte (e) werden durch Pabs = 1/2ωε′′|E|2 berechnet und durch P0, die einfallende Leistung, normiert dividiert durch das Metamolekülvolumen. f Eine thermische Simulation eines typischen Geräts mit halbseitigem chiralem Metamaterial bei Spitzenabsorption mit einer Eingangsleistung von 5 mW. S und D bezeichnen Source- bzw. Drain-Elektroden. Maßstabsbalken, 400 µm (links: Hauptbild); 10 µm (rechts: Einschub). g Die entsprechenden Temperatur- und Potenzialprofile im gesamten Gerätekanal. Zwei vertikale Strichlinien zeigen die Schnittstellen zwischen Elektroden und Kanal an.

Als Beispiel für die PTE-Antwort35,36 betrachten wir ein Gerät, dessen linker Halbkanal von Metamaterialien bedeckt ist. Der Kanal besteht aus einem 2D-thermoelektrischen Material mit einem Seebeck-Koeffizienten (S) von −200 µV K−1 und einer Wärmeleitung von 4,5 W m−1 K−1. Als Input dient eine nach den Ergebnissen photothermischer Simulationen ausgelegte Temperaturquelle. Die Temperaturverteilung in unserem Gerät wird unter Berücksichtigung der Wärmeleitung, Strahlung und Konvektion simuliert. Ein Beispiel zur Veranschaulichung der Temperaturverteilung in unserem Gerät ist in Abb. 1f dargestellt. Wenn das Gerät mit einer Kanallänge von 30 µm mit einem Lichtstrahl im mittleren Infrarotbereich mit einem Durchmesser von 100 µm und einer Leistung von 5 mW beleuchtet wird, weist der mit Metamaterialien bedeckte linke Halbkanal eine höhere Temperatur auf als die rechte Hälfte -Kanal ohne Metamaterialien. Dadurch entsteht im Gerätekanal ein Temperaturgradient, wie in Abb. 1g (rot) dargestellt. Ein solcher Temperaturgradient kann eine Potentialdifferenz zwischen den Source- (S) und den Drain- (D)-Elektroden erzeugen, was zu einer Photospannungsreaktion (Vph) von 170 µV führt, wie in Abb. 1g (blau) gezeigt, die mit Vph berechnet werden kann = −SΔT.

Um die photothermische Reaktion der chiralen plasmonischen Metamaterialien zu untersuchen, wurden elektromagnetische Vollwellensimulationen an der Z-förmigen Au-Antennenanordnung durchgeführt. Zunächst werden die in Abb. 1b angegebenen Strukturparameter mithilfe der globalen Optimierung ermittelt. Die optische Absorption chiraler Metamaterialien kann über einen breitbandigen mittleren IR-Bereich (4–8 µm) abgestimmt werden, wie in der ergänzenden Abbildung 1 und der ergänzenden Tabelle 1 gezeigt. Aufgrund der Sandwichkonstruktion von Metamaterialien entsteht ein Fabry-Pérot-ähnlicher Hohlraum Zwischen den Z-förmigen Antennen und der Grundplatte bildet sich ein Signal, das bei einer Weitfeldbeleuchtung zu einer Mehrfachreflexion führt37. Da die planaren Metamaterialien andererseits anisotrop und verlustbehaftet sind, wird eine lineare Polarisationsumwandlung eingeführt, die bei unterschiedlichem SoP38 zu destruktiver oder konstruktiver Interferenz für das einfallende Licht führt. Die simulierten Absorptionen für verschiedene Metamaterialien zeigen nicht nur eine lineare Polarisationsabhängigkeit, sondern auch eine zirkulare Polarisationsabhängigkeit mit einem Zirkulardichroismus (CD) von 50% in einem breitbandigen mittleren IR-Bereich (ergänzende Abbildung 2). Darüber hinaus haben wir die simulierte polarisationsabhängige optische Absorption der entworfenen Metamaterialien experimentell verifiziert. Hier werden drei typische Metamaterialien (M1, M2 und M4) hergestellt und ihre polarisationsabhängigen Absorptionen gemessen (Ergänzende Abbildungen 3–5). Die experimentell gemessenen optischen Absorptionsspektren der LH- und RH-Metamaterialien zeigen die gleiche Polarisationsabhängigkeit wie die Simulationsergebnisse. Für das LH-Metamaterial ist die Absorption bei der Resonanzwellenlänge eine Kosinusfunktion des linearen Polarisationswinkels, was gut mit den Simulationsergebnissen übereinstimmt. Darüber hinaus unterscheiden sich die Absorptionen bei LCP- und RCP-Lichtbeleuchtung erheblich, was zu einer großen CD von etwa 30 % führt. Ein solcher Wert ist hoch genug, um in praktischen Geräten zwischen LCP- und RCP-Licht zu unterscheiden.

Um die SoP-abhängige photothermische Reaktion von Metamaterialien weiter zu untersuchen, untersuchen wir als weiteres Beispiel ein typisches LH-M2-Metamaterial mit einem Resonanzpeak bei 5,3 µm. Wie in Abb. 2a dargestellt, wird der SoP des einfallenden Lichts allgemein durch die geometrischen Parameter einer Ellipse beschrieben. θ und φ bezeichnen den Azimut- bzw. Elliptizitätswinkel, und das Vorzeichen von φ gibt die Chiralität der Polarisation an (positiv→linkshändig, negativ→rechtshändig). Abbildung 2b zeigt die Konturkarte der simulierten Absorption als Funktion des Azimutwinkels θ und des Elliptizitätswinkels φ. Aufgrund der linearen Beziehung zwischen der Absorption (Abs) und dem Temperaturanstieg (ΔT) zeigt ΔT eine ähnliche Abhängigkeit vom Azimutwinkel θ und dem Elliptizitätswinkel φ. Der Absorptionsunterschied zwischen der maximalen und der minimalen Absorption kann etwa 50 % erreichen, was zu einem Temperaturanstiegsunterschied von etwa 2,5 K führt. Bei einem festen Elliptizitätswinkel φ können sowohl die Absorption als auch der Temperaturanstieg ΔT gut mit einer Kosinusfunktion von übereinstimmen der Azimutwinkel θ mit einem gewichteten Verschiebungsfaktor, der durch den Elliptizitätswinkel φ gegeben ist. Im Detail kann die Absorption Abs mit der folgenden angepassten Formel berechnet werden:

wobei a die vom Azimutwinkel unabhängige konstante Hintergrundabsorption angibt und b die Amplitude der θ-aufgelösten Absorptionskomponente mit einem festen φ angibt. a1 und a2 stellen die konstante Komponente und die Amplitude der φ-aufgelösten a-Komponente als Funktion des Sinus dar, und b1 und b2 stellen die konstante Komponente und die Amplitude der φ-aufgelösten b-Komponente als Funktion des Kosinus dar. jeweils. Die 10° geben den relativen Winkel zwischen der äquivalenten Ausrichtung und der Längsachsenrichtung der Z-förmigen Nanoantenne an.

Hier werden die Werte in der Matrix durch Anpassen der Simulationsergebnisse extrahiert (die Details des Extraktionsprozesses sind in der Ergänzenden Anmerkung 1 dargestellt). Insbesondere wurden elektromagnetische Vollwellensimulationen für fünf Polarisationszustände durchgeführt, die in Abb. 2b durch farbige Punkte dargestellt sind. Wie in Abb. 2c gezeigt, sind die hohen polarisationsabhängigen Absorptionen auf destruktive oder konstruktive Interferenzen der einfallenden Lichtstrahlen durch die lineare Polarisationsumwandlung zurückzuführen (ergänzende Abb. 6). Der simulierte Temperaturanstieg ΔT zeigt ebenfalls eine hohe Polarisationsabhängigkeit und einen linearen Zusammenhang mit der einfallenden Lichtintensität (ergänzende Abbildung 7).

ein Schema des LH-M2-Metamaterials und des einfallenden polarisierten Lichts, beschrieben durch die geometrischen Parameter der Ellipse. Ex und Ey bezeichnen den elektrischen Feldvektor entlang der großen Halbachse bzw. der kleinen Halbachse. θ bezeichnet den Winkel zwischen der großen Halbachse der Polarisationsellipse und der x-Achse. φ bezeichnet den Elliptizitätswinkel und entspricht arctan Ex/Ey. b 2D-Konturkarte sowohl der simulierten Absorption als auch des induzierten Temperaturanstiegs für verschiedene Lichtpolarisationszustände. c Entsprechende Leistungsabsorptionsdichte, normalisiert durch P0 für verschiedene Polarisationszustände, markiert durch rote, orange, grüne, blaue bzw. violette Punkte in (b). d, e Die simulierte Absorption als Funktion des Azimutwinkels bei verschiedenen Elliptizitätswinkeln (d) und als Funktion des Elliptizitätswinkels φ bei verschiedenen Azimutwinkeln (e) für LH- und RH-Metamaterialien. Zwei gestrichelte Linien in (d) zeigen eine Phasenverschiebung von 20° zwischen zwei Absorptionsspitzenwertpositionen von LH- und RH-Metamaterialien.

Anschließend betrachten wir die SoP-abhängigen optischen Reaktionen sowohl für LH- als auch für RH-Metamaterialien. Wie in Abb. 2d gezeigt, folgen die Absorptionen für LH- und RH-Metamaterialien bei einem festen Elliptizitätswinkel φ einer ähnlichen Kosinusabhängigkeit vom Azimutwinkel mit nur einer Phasenverschiebung von 20 °. Für elliptisch polarisiertes Licht mit unterschiedlichem festen Azimutwinkel θ zeigt die Absorption einen umgekehrten Trend für LH- und RH-Metamaterialien, wenn sich der Elliptizitätswinkel φ von –45 ° auf 45 ° ändert (Abb. 2e). Es ist zu beachten, dass die Änderung der Absorption mit dem Elliptizitätswinkel φ nicht monoton ist und auch vom Azimutwinkel θ abhängt. Diese optischen Absorptionseigenschaften der entworfenen Metamaterialien entsprechen direkt dem Temperaturanstieg ΔT der Au-Antenne und bestimmen dadurch direkt die Photospannungsreaktion in den durch Metamaterialien vermittelten Geräten.

Die hohe SoP-abhängige optische Absorption führt direkt zu einer polarisationsaufgelösten PTE-Reaktion im Detektor, der mit chiralen plasmonischen Metamaterialien integriert ist9,39. Um dies experimentell zu demonstrieren, stellten wir zunächst Geräte unter Verwendung verschiedener thermoelektrischer 2D-Materialien her, darunter Nanoflocken aus Graphen (Gr)40,41, schwarzem Phosphor (BP)13 und Palladiumselenid (PdSe2)42,43 als aktive thermoelektrische Materialien gemäß der gezeigten Konfiguration in Abb. 1f. Alle hergestellten Geräte zeigen eine vom linearen Polarisationswinkel abhängige Reaktion der Photospannung (Vph) und können daher auch zur Unterscheidung von LCP- und RCP-Lichtern verwendet werden (siehe ergänzende Abbildung 8), was auf eine hohe Toleranz bei der Auswahl aktiver Materialien für unsere vorgeschlagener polarisationsempfindlicher Photodetektionsmechanismus. Wir stellen fest, dass die polarisationsempfindliche Photoreaktion von den plasmonischen chiralen Metamaterialien herrührt, nicht jedoch von der intrinsischen Anisotropie der aktiven thermoelektrischen Materialien aufgrund der gleichmäßigen Beleuchtung. Insbesondere kann die Arbeitswellenlänge für die BP-Photodetektion auf 5,3 µm erweitert werden, was jenseits der herkömmlichen Grenzwellenlänge von etwa 4,1 µm entsprechend der Bandlücke von 0,3 eV12 liegt. Dies weist darauf hin, dass die Betriebswellenlänge unseres vorgeschlagenen Ansatzes nicht mehr durch die Bandlücke des aktiven Materials begrenzt ist. Andererseits ist die Photoreaktion des PdSe2-basierten Geräts aufgrund seines höheren Seebeck-Koeffizienten höher als die von Gr- und BP-basierten Geräten. In unserer folgenden experimentellen Demonstration verwenden wir PdSe2-Nanoflocken als aktive Materialien und M2-Metamaterialien, sofern nicht anders angegeben. Darüber hinaus kann die Arbeitswellenlänge der vorgeschlagenen Detektoren durch die Verwendung geeigneter Metamaterialien entworfen werden, wodurch ein denkbarer Wellenlängen-Photodetektionsmechanismus sichtbar wird (ergänzende Abbildung 9). Wir haben die Geräteleistung bei Raumtemperatur weiter untersucht, indem wir ein PdSe2-basiertes Gerät mit integriertem LH-M2-Metamaterial verwendet haben. Wie in den ergänzenden Abbildungen gezeigt. 10–12 stimmt die wellenlängenabhängige Photospannungsempfindlichkeit mit dem Absorptionsspektrum der Metamaterialien überein, was die resonante PTE-Reaktion unseres Geräts weiter bestätigt. Darüber hinaus weist der Detektor eine hohe Ansprechempfindlichkeit bis zu 3,6 V W−1, eine kurze Ansprechzeit von 76 µs entsprechend einer −3 dB-Bandbreite von 1,1 kHz und ein niedriges Dunkelrauschspektrum bis zu 35 nV Hz−1/2 entsprechend a auf Rauschäquivalente Leistung von 9,7 nW Hz−1/2, eine spezifische Detektivität von 2,5 × 105 Jones und gute Wiederholbarkeit und Stabilität bei Raumtemperatur. Darüber hinaus weist das Gerät bei niedrigeren Temperaturen eine geringere Photoreaktion auf (ergänzende Abbildung 12), was auf den niedrigen Temperaturgradienten aufgrund der effizienten Wärmeableitung oder der hohen Wärmeleitfähigkeit bei niedrigen Temperaturen zurückzuführen ist .

Unter Ausnutzung der linearen und zirkularen Polarisationsabhängigkeit der durch Metamaterialien vermittelten Photoantwort entwerfen wir zunächst Geräte mit einem geometrisch konfigurierbaren Polaritätsübergang für die lineare polarisationsempfindliche Detektion, indem wir LH-Metamaterialien verwenden, die in der linken Hälfte (A1) und der rechten Hälfte (A2) verteilt sind ) Kanal mit einem festen relativen Orientierungswinkel α = 90° (Abb. 3a). Die polarisationsabhängigen Photospannungsreaktionen Vph für unterschiedliche Verteilungsflächenverhältnisse (A2/A1) werden berechnet und in Abb. 3b dargestellt. Dies zeigt, dass sich der PR mit einem Polaritätsübergang (von unipolar zu bipolar) von 2 auf –1 ändert, wenn sich A2/A1 ändert von 0 auf 1. Dies ist ein klarer Beweis dafür, dass der linear polarisationsempfindliche Detektor einen geometrisch konfigurierbaren Polaritätsübergang aufweist. Unsere fünf hergestellten Geräte mit A2/A1 = 0, 0,33, 0,5, 0,67 und 1 verifizieren experimentell die Konfigurierbarkeit von PR (siehe ergänzende Abbildungen 13, 14). Normalisierte experimentelle polarisationsaufgelöste Photoantworten mit PR = 2,3, 2,7, –37, –4,1 und –1 zeigen gute Übereinstimmungen mit den berechneten Ergebnissen im konfigurierbaren Polaritätsübergang (Abb. 3c). Wir untersuchen auch die konfigurierbare Polarisationsabhängigkeit entworfener Geräte mit A2/A1 = 1, indem wir den relativen Orientierungswinkel α von 0° auf 90° ändern (ergänzende Abbildung 14). Wie in der ergänzenden Abbildung 15 gezeigt, weisen die berechneten polarisationsabhängigen Photospannungsreaktionen einen α-unabhängigen PR auf, jedoch mit einer Phasenverschiebung des maximalen Reaktionswinkels. Unsere hergestellten Geräte mit α = 0°, 45° und 90° zeigen eine gute Übereinstimmung der Phasenverschiebung mit den berechneten Ergebnissen, was auf eine konfigurierbare Polarisationsabhängigkeit hinweist, die für die vollständige Stokes-Detektion in praktischen Anwendungen nützlich ist.

a Berechnung der vom linearen Polarisationswinkel θ abhängigen Photoantwort Vph (A1, A2, θ) mit unterschiedlichem Verteilungsflächenverhältnis (A2/A1) von zwei Nanoantennen mit einem Orientierungswinkel von 90°. b Die Berechnung der vom linearen Polarisationswinkel θ abhängigen Photoantwort Vph (A1, A2, θ) in Bezug auf das Verhältnis von A2/A1 zeigt einen Übergang des Polarisationsverhältnisses (PR) vom unipolaren Regime zum bipolaren Regime. Der Farbbalken zeigt die normalisierte Fotoreaktion. c Simulierte (Linien) und gemessene (Symbole) Fotoreaktionen von fünf typischen Geräten, wobei ihre Werte des Polarisationsverhältnisses (PR) durch die gestrichelten Linien in (b) mit denselben Farben angezeigt werden. d Berechnung der vom Winkel ψ der Viertelwellenplatte (QWP) abhängigen Photoantwort, Vph (A1, A2, ψ) mit unterschiedlichem Verteilungsflächenverhältnis (A2/A1) von zwei Nanoantennen (LH und RH). e Die Berechnung der vom QWP-Winkel ψ abhängigen Photoreaktion Vph (A1, A2, ψ) in Bezug auf das Verhältnis von A2/A1 zeigt einen g-Faktor-Übergang vom unipolaren Regime zum bipolaren Regime. Der Farbbalken zeigt die normalisierte Fotoreaktion. f Simulierte (Linien) und gemessene (Symbole) Fotoreaktionen von vier typischen Geräten, wobei ihre g-Faktor-Werte durch die gestrichelten Linien in (e) mit den gleichen Farben angezeigt werden.

Dank der Konfigurationsflexibilität von Metamaterialien ermöglicht uns die vorgeschlagene resonante PTE-Reaktion auch die Realisierung einer Zirkularpolarisationserkennung. Anschließend untersuchten wir den geometrisch konfigurierbaren Polaritätsübergang für die zirkularpolarisationsempfindliche Detektion, der für die gleichzeitige direkte Detektion von Chiralität und Elliptizität von entscheidender Bedeutung ist. Hier wurde eine Reihe von Geräten mit LH- und RH-Metamaterialien entworfen, die in den Kanälen der linken Hälfte (A1) und der rechten Hälfte (A2) mit unterschiedlichen Verteilungsflächenverhältnissen A2/A1 verteilt sind (Abb. 3d). Bei einem festen A1 ändert sich der g-Faktor von etwa 0,41 auf +∞, wenn sich das Verhältnis A2/A1 von 0 auf 1 ändert, wobei der Polaritätsübergang bei g = 2 auftritt. Wenn der g-Faktor im Bereich von 0– In 2 zeigt das Gerät eine unipolare, zirkular polarisationsabhängige Photoantwort. Wenn der g-Faktor hingegen im Bereich von g > 2 liegt, zeigt das Gerät eine bipolare Photoreaktion (Abb. 3e). Auf die gleiche Weise wurde eine Reihe von Geräten mit unterschiedlichen Verteilungsflächenverhältnissen A2/A1 hergestellt und ihre zirkularpolarisationsabhängigen Photoreaktionen durch Drehen einer Viertelwellenplatte (QWP) gemessen (siehe ergänzende Abbildungen 16, 17). Wir vergleichen auch unsere experimentellen Ergebnisse der winkelabhängigen QWP-Fotoreaktionen mit der Berechnung in Abb. 3f. Vier hergestellte Geräte mit A2/A1 = 0, 0,33, 0,67 und 1 weisen einen g-Faktor von 0,44, 1,26, 22 bzw. +∞ auf. Dies weist auf einen konfigurierbaren Polaritätsübergang für die zirkular polarisationsempfindliche Erkennung hin. Es ist anzumerken, dass aufgrund der Phasenverschiebung der linearen polarisationsabhängigen Absorption zwischen LH- und RH-Metamaterialien, wie in Abb. 2d dargestellt, der relative Orientierungswinkel α auf 20 ° eingestellt werden sollte, um die lineare Polarisationskomponente aus dem QWP-Winkel zu eliminieren -abhängige Fotoreaktion. Dies führt zu einer rein zirkularpolarisationsaufgelösten Photospannungsantwort, die durch eine Standard-Sinusfunktion angepasst werden kann (ergänzende Abbildung 17). Wir stellen fest, dass die Änderung des QWP-Winkels von 45° auf 135° einer Änderung des Elliptizitätswinkels von 45° (LCP) auf –45° (RCP) zusammen mit Chiralitäts- und Elliptizitätsänderungen entspricht. Die Photospannungsreaktion des Geräts mit A2/A1 = 1 und α = 20° zeigt eine monotone Beziehung mit dem QWP-Winkel im Bereich von 45°–135° und eine Vorzeichenumkehr bei 90°, was auf die Fähigkeit der gleichzeitigen Erkennung hinweist die Chiralität und die Elliptizität. Darüber hinaus zeigt die winkelabhängige Photospannungsreaktion des QWP eine Robustheit gegenüber dem linearen Polarisationswinkel θ (ergänzende Abbildung 18). Daher kann das entworfene Gerät durch geometrische Konfiguration wie die Änderung des Verteilungsflächenverhältnisses und des relativen Orientierungswinkels nicht nur das LCP- und RCP-Licht unterscheiden, sondern gleichzeitig auch direkt die Chiralität und Elliptizität erfassen. Detailliertere Vergleiche mit den vorhandenen linearen und zirkularen polarisationsempfindlichen Fotodetektoren finden Sie in den Ergänzungstabellen 2 und 3.

Um die Nützlichkeit der bipolaren Geräte für die Detektion von linearem und zirkular polarisiertem Licht zu demonstrieren, haben wir einen Drei-Port-Fotodetektor mit den Vorteilen der Auflösung des SoP unterschiedlich einfallenden polarisierten Lichts entwickelt (Abb. 4a). Für einen beliebigen SoP kann er mithilfe der geometrischen Parameter einer Ellipse beschrieben werden, einschließlich der Amplitude A, des Azimutwinkels θ und des Elliptizitätswinkels φ. Andererseits kann der SoP auch durch einen Stokes-Vektor in einer Poincaré-Kugel beschrieben werden, wie in Abb. 4b dargestellt. Hier umfassen vier Stokes-Parameter die Gesamtintensität S0, zwei lineare Komponenten S1 und S2 und die chirale Komponente S3. Für ein vollständig polarisiertes Licht kann die Beziehung zwischen Stokes-Parametern und geometrischen Ellipsenparametern mit der folgenden Formel beschrieben werden:

a Optisches Bild von Metamaterialien und Elektroden des Drei-Port-Geräts zur vollständigen Stokes-Polarisationsdetektion. Der GND-Port dient als Erdungsanschluss für die anderen drei Port-Ausgänge. Die gelben Pfeile zeigen die äquivalente Ausrichtung der Metamaterialien in jedem Teil an, und die grünen und blauen Farben zeigen chirale LH- bzw. RH-Metamaterialien an. Maßstabsbalken: 25 µm. Eingefügt ist das optische Bild des Geräts. b Schematische Darstellung der Full-Stokes-Information in einer Poincaré-Kugel. S1 und S2 sind die linearen Parameter, die die Richtung der linearen Komponente charakterisieren. S3 ist der zirkular polarisierte Parameter, der die kreisförmige Komponente quantifiziert. c Zweidimensionales Diagramm von Port 1 und Port 2 unter verschiedenen Azimutwinkeln θ und Elliptizitätswinkeln φ. Symbole sind Messdaten, die als Mittelwerte ± SD, n = 4 wiederholte Messungen dargestellt werden. Gestrichelte Linien sind passende Heilmittel. d Der Port 3 gibt eine monotone Funktion des Elliptizitätswinkels φ unter verschiedenen Azimutwinkeln θ aus. Symbole sind Messdaten, die als Mittelwerte ± SD, n = 4 wiederholte Messungen dargestellt werden.

Im Allgemeinen sind sechs einzelne Pixel erforderlich, um die vollständigen Stokes-Parameter vollständig abzurufen. Unter Ausnutzung der Konfigurierbarkeit unseres vorgeschlagenen resonanten PTE-Erkennungsmechanismus wurde hier ein Drei-Port-Gerät entwickelt, um die geometrischen Ellipsenparameter anstelle der drei Stokes-Parameter (S1, S2 und S3) zu extrahieren. Es ist erwähnenswert, dass der Stokes-Parameter S0 aufgrund der polarisationsempfindlichen Fotoreaktionen der Drei-Port-Ausgänge mit dem entworfenen Drei-Port-Gerät nicht extrahiert werden würde. Andererseits konzentriert sich das SoP in dieser Arbeit auf vollständig polarisiertes Licht, nicht jedoch auf teilweise polarisiertes oder unpolarisiertes Licht. Wie in Abb. 4a dargestellt, wird der GND-Anschluss als Erdungsanschluss für die anderen drei Anschlüsse verwendet. Der relative Ausrichtungswinkel der in Dreiecksform verteilten LH- und RH-Metamaterialien ist auf 20° eingestellt, um ihre äquivalenten Ausrichtungen wie oben erläutert auszurichten. Unter Berücksichtigung der Existenz einer Spiegelsymmetrie in der linearen polarisationsabhängigen Photoantwort im Bereich von 0–180° sind mindestens zwei Ausgänge mit einer Phasenverschiebung ungleich 90° erforderlich, um den Polarisationswinkel eindeutig zu erkennen46,47. Daher ist die äquivalente Ausrichtung (gelbe Pfeile) für jedes Teil gut gestaltet und die Metamaterialverteilungen links (grün) und rechts (blau) sind ebenfalls gut gestaltet. Die Ports 1 und 2 in unserem Gerät werden zum Extrahieren des Azimutwinkels θ verwendet, und Port 3 wird zum Extrahieren des Elliptizitätswinkels φ verwendet. Um die eindeutige Erkennung von SoP in unserem Gerät mit drei Anschlüssen zu überprüfen, werden die Photospannungsausgänge von drei Anschlüssen bei verschiedenen Polarisationswinkeln gemessen, die durch Ändern der HWP- und QWP-Winkel bei konstanter einfallender Leistung erhalten werden (ergänzende Abbildung 19). Basierend auf den theoretischen Analysen und experimentellen Ergebnissen können der Azimutwinkel θ und der Elliptizitätswinkel φ wie folgt berechnet werden:

Dabei bezieht sich C auf die maximale Photospannungsleistung unter LCP- oder RCP-Lichtbeleuchtung mit einer typischen einfallenden Leistung (die Ableitung dieser Ausdrücke ist in der Ergänzenden Anmerkung 2 dargestellt). Abbildung 4c zeigt die 2D-Diagramme der gemessenen Photospannungen von Port 1 und Port 2 mit farbigen und geformten Punkten basierend auf dem Azimutwinkel θ und dem Elliptizitätswinkel φ des einfallenden polarisierten Lichts. Für einen typischen Elliptizitätswinkel φ bewegen sich die (Port 1, Port 2)-Paare entgegen dem Uhrzeigersinn entlang einer geschlossenen elliptischen Kurve. Wenn sich außerdem der Elliptizitätswinkel φ von –45° auf 45° ändert, bewegt sich das elliptische Zentrum durch den Ursprungspunkt vom ersten Quadranten zum dritten Quadranten. Obwohl die (Port 1, Port 2)-Paare eine Abhängigkeit sowohl vom Azimutwinkel θ als auch vom Elliptizitätswinkel φ zeigen, ist ein weiterer Photospannungsausgang erforderlich, um den SoP eindeutig zu erkennen. Dies liegt daran, dass es einige Schnittpunkte zwischen den elliptischen Kurven für verschiedene Elliptizitätswinkel φ gibt. Abbildung 4d zeigt die Photospannungsreaktion als Funktion des Elliptizitätswinkels φ unter verschiedenen Azimutwinkeln. Die monotone Beziehung zwischen dem Ausgang von Port 3 und dem Elliptizitätswinkel φ im Bereich von –45° bis 45° ermöglicht es uns, den Elliptizitätswinkel φ auch für unterschiedliche Azimutwinkel θ direkt abzulesen. Basierend auf der Beziehung zwischen der einfallenden Lichtleistung und den Photospannungsausgängen der drei Ports können wir außerdem die Amplitude A mit Kalibrierung ermitteln (ergänzende Abbildung 20). Um die Polarimetriegenauigkeit unseres Drei-Port-Geräts zu bewerten, berechnen wir die Abweichung der drei Stokes-Parameter auf der Grundlage einer Reihe von Messungen. Das Ergebnis ist in der ergänzenden Abbildung 21 dargestellt. Die durchschnittlichen Messfehler von S1, S2 und S3 betragen 14,2 %, 15,2 % bzw. 5,4 %. Die relativ höheren Messfehler für S1 und S2 als für S3 können auf die nichtimmunen Photoreaktionen von Port 1 und Port 2 gegenüber der Zirkularpolarisation zurückgeführt werden. Andererseits führen die unvollkommene Herstellung von Metamaterialien, die unvollkommene Gaußsche Verteilung des Laserstrahls, die Ungenauigkeit der Polarisation des Eingangslichts usw. auch zu Messfehlern für die Stokes-Parameter.

Um den praktischen Nutzen unseres Polarimeters mit der kompakten und vereinfachten Konfiguration hervorzuheben, wird eine Polarisationsbildgebungsanwendung mit dem Drei-Port-Gerät demonstriert. Die polarimetrische Bildgebung ermöglicht es uns, wichtige Informationen über die Oberflächen von Zielen zu erhalten, indem wir den räumlich und zeitlich variierenden SoP des Lichts erfassen. Wie in Abb. 5a gezeigt, wird das polarisierte Licht im mittleren Infrarotbereich durch ein Objekt mit gemusterten NTU- und EEE-Buchstaben auf den Fotodetektor gestrahlt. Basierend auf den Photospannungssignalausgängen der drei Ports können sowohl der Elliptizitätswinkel φ als auch die Azimutwinkel θ berechnet werden. Darüber hinaus können durch Datenverarbeitung der Winkel der linearen Polarisation (AoLP), der Grad der linearen Polarisation (DoLP) oder der Grad der Zirkularpolarisation (DoCP) berechnet werden. Insbesondere berücksichtigen wir in dieser Arbeit das vollständig polarisierte einfallende Licht, und DoCP und DoLP können wie folgt berechnet werden:21,48:

wobei ε sich auf die Elliptizität bezieht und wie folgt berechnet wird: ε = tan φ. Abbildung 5b–e zeigt die Bildgebungsergebnisse von drei Ports unter einer 5,3-µm-Lichtbeleuchtung mit den Polarisationsstatus LP-45°, LP-135°, LCP bzw. RCP. Bei unterschiedlichen Polarisationen des einfallenden Lichts können alle drei Ports (linke drei Spalten in Abb. 5b – e) klarere Polarisationsbildergebnisse erzielen und eine typische Kombinationsform aufweisen, die eine Eins-zu-Eins-Entsprechung zum SoP darstellt. Darüber hinaus können sowohl die entsprechenden AoLP- als auch DoCP-Bildgebungsergebnisse mit der Datenverarbeitung erhalten werden, wie in den beiden rechten Spalten in Abb. 5b – e dargestellt. Im Vergleich zu herkömmlichen Polarimetern mit Teilung der Brennebene, die mindestens vier Signalausgänge erfordern, zeigt unser vorgeschlagenes Drei-Port-Gerät mit zwei bipolaren linearen Polarisationsdetektoren und einem bipolaren zirkularen Polarisationsdetektor Potenzial für hochauflösende und schnelle Polarisationsbildgebungsanwendungen seine kompakte Konfiguration und sein vereinfachtes Signalverarbeitungsverfahren. Daher weist das vorgeschlagene Polarimeter großes Potenzial für die polarimetrische Bildgebung im mittleren Infrarotbereich auf. Für praktische Bildgebungsanwendungen müssen auch die Größe einzelner Pixel, das Übersprechen zwischen benachbarten Pixeln und die Skalierbarkeit der Ausleseschaltung berücksichtigt werden.

a, Schematische Darstellung des polarimetrischen bildgebenden Messsystems und des Mechanismus zur Berechnung des Winkels der linearen Polarisation (AoLP), des Grades der linearen Polarisation (DoLP) oder des Grades der Zirkularpolarisation (DoCP). Der Einschub ist das Schema des Objekts mit den Textmustern NTU und EEE. b–e Gemessene Bildgebungsergebnisse von drei Ports (Port 1, Port 2 und Port 3) und berechnete Bildgebungsergebnisse von AoLP und DoCP unter linearer Polarisation ((b) LP-45° und (c) LP-135°) und zirkular polarisierte ((d) LCP und (e) RCP) Lichtbeleuchtungen.

Zusammenfassend haben wir polarisationsempfindliche PTE-Detektoren im mittleren Infrarotbereich mit mehreren Vorteilen vorgestellt, z. B. filterlos, ungekühlt, bandlückenunabhängig, anpassbar in der Betriebswellenlänge, kompakt und konfigurierbar in der Polarisationsabhängigkeit. Durch die Kombination der SoP-abhängigen optischen Reaktion und der Designflexibilität der chiralen plasmonischen Metamaterialien mit den zweidimensionalen thermoelektrischen Materialien kann ein Polaritätsübergang sowohl für die lineare als auch für die zirkulare Polarisation realisiert werden. Unter Nutzung der bipolaren Photoreaktion wird ein Drei-Port-Gerät demonstriert, das den SoP des einfallenden Lichts mit einer kompakten Gerätekonfiguration und einem vereinfachten Signalverarbeitungsverfahren eindeutig erkennt. Zuletzt demonstrieren wir die Infrarot-Polarimetrie-Bildgebungsfähigkeit wie AoLP- und DoCP-Bildgebung der vorgeschlagenen Detektionsstrategie mithilfe eines Drei-Port-Polarimeters. Dies zeigt großes Potenzial für die aufkommenden optischen Technologien im mittleren IR-Bereich, wie z. B. polarimetrische Bildgebung, Molekülsensorik, Faseroptik und/oder Freiraumkommunikation.

Die Simulation der optischen Reaktionen und des photothermischen Effekts der chiralen plasmonischen Metamaterialien erfolgte mit Lumerical FDTD Solutions und HEAT-Paketen. In allen Simulationen wurden eine Einzeleinheitsstruktur und eine ebene Wellenlichtquelle verwendet. In den X- und Y-Grenzen bzw. Z-Grenzen wurden periodische Randbedingungen und perfekt angepasste Schichten verwendet. Die simulierte Struktur besteht aus einem Siliziumsubstrat, SiO2 (285 nm Dicke), einer Goldrückplatte (200 nm Dicke), einer dielektrischen Al2O3-Raumschicht (200–270 nm), Goldantennen (50 nm Dicke) und Luft. Die Leistungsdichteabsorption wurde mit der Gleichung berechnet: Pabs = 1/2ωε″|E|2, wobei ω die Lichtfrequenz und ε″ der Imaginärteil der dielektrischen Funktion ist. Für die Simulation des photothermischen Effekts im Wärmepaket wird eine importierte Wärmequelle entsprechend den optischen Absorptionsdaten, die aus dem FDTD-Simulationsergebnis erhalten wurden, als Wärmeeintrag verwendet. Zur Aufzeichnung des Temperaturprofils dient ein rund um die Antenne angebrachter Temperaturwächter. In Anbetracht des schwachen Wärmeflusses durch Konvektion und Diffusion an den Grenzen wurden in unseren Simulationen unterschiedliche Randbedingungen für verschiedene Oberflächen/Grenzflächen angewendet, d. h. (1) eine Konvektion von 10 W/(m2·K) wird an den oberen Oberflächen von angewendet Au-Nanostrukturen und Al2O3; (2) ein Wärmefluss von 10 W/m2 wird über die Grenzflächen zwischen Au und Al2O3, Au und SiO2, SiO2 und Si eingestellt, um den schwachen Wärmefluss in den Festkörpergrenzflächen zu simulieren; (3) Die Temperatur der unteren Grenze des Simulationsbereichs wird auf Raumtemperatur (293 K) festgelegt. Für die Simulation der Temperaturverteilung von Geräten mit großem Maßstab (2 × 2 mm2) wurde die COMSOL Multiphysics-Software mit Wärmeübertragungsmodulen verwendet. Die thermische Randbedingung mit fester Temperatur wird auf die Oberfläche von Antennen gemäß dem Ergebnis der Simulation des photothermischen Effekts im HEAT-Paket angewendet, während andere Grenzen, die weit von den Au-Nanostrukturen entfernt sind, eine Temperatur haben, die als Raumtemperatur festgelegt ist (293). K).

Als erster Schritt zur Geräteherstellung wurden zunächst ein 200 nm dicker Golddünnfilm und eine dielektrische Al2O3-Raumschicht mit einer typischen Dicke (200–270 nm) auf einem stark p-dotierten Siliziumwafer abgeschieden, der mit 285 nm thermischem SiO2 gewachsen war mittels Elektronenstrahlverdampfung. Dann wurden Elektroden und Gold-Nanoantennenarrays mithilfe der Standard-Elektronenstrahllithographie auf den Chips strukturiert, gefolgt von einer thermischen Abscheidung von 5 nm dickem Cr und 50 nm dickem Au und einem Lift-off-Prozess (Eintauchen der Proben in Aceton für 1 Stunde). . Anschließend wurden zweidimensionale thermoelektrische Materialien wie Graphen (Gr), schwarzer Phosphor (BP) und PdSe2-Nanoflocken mechanisch von ihrem Volumenkristall abgetrennt und dann durch eine Trocken- und Trockentechnologie auf die spezielle Position des Chips mit Elektroden und Metamaterialien übertragen. Übertragungsmethode.

Die optische Absorption und das CD-Spektrum wurden unter Verwendung eines Fourier-Transformations-Infrarotspektrometers (FTIR, Bruker) mit einem Mikroskop (Thermo Fisher) erhalten. Mithilfe eines linearen Polarisators und einer Viertelwellenplatte werden linear und zirkular polarisiertes Licht erzeugt. Für die Reflexionsspektren wurde dieselbe Probe ohne chirale Metamaterialien als Referenz verwendet. Aufgrund der optisch dicken Goldrückplatte ist die Übertragung vernachlässigbar. Die Absorptionsspektren der Metamaterialien wurden unter Verwendung der Gleichung Abs = (1−Ref) × 100 % berechnet. Die polarisierte Photoantwort wird mithilfe eines selbstgebauten Photostrom-Messsystems gemessen, bei dem das Infrarotlicht mit unterschiedlichem Polarisationsstatus von einem leistungsstarken Quantenkaskadenlaser (Daylight Solutions, MIRcat) mit hoher linearer Polarisationsreinheit (>100:1) und abstimmbarer Wellenlänge im empfangen wird Bereich von 4–8 μm, kombiniert mit einer ernsthaften Halbwellenplatte und einer Viertelwellenplatte, und fokussierte dann auf die Proben mit einer Zinkselenid-IR-Fokussierlinse mit einer Brennweite von 50 mm. Die erzeugte Photospannung wurde dann von einem hochempfindlichen Quellenmessgerät (Keysight, B2912A) aufgezeichnet. Für die Messung der Photoreaktion bei niedrigen Temperaturen wird das Gerät in einem Vakuumkryostaten mit Temperaturregler montiert. Hier haben wir in dieser Arbeit drei typische Wellenlängen ausgewählt, die auf der Betriebswellenlänge der Halbwellenplatte und Viertelwellenplatte basieren: 4,5 μm (Thorlabs, WPLH05M-4500 und WPLQ05M-4500), 5,3 μm (Thorlabs, WPLH05M-5300). und WPLQ05M-5300) und 7,0 μm (Edmund, Nr. 85-121 und Nr. 85-114). Das Spannungsrauschen wird mit einem Lock-In-Verstärker (Zurich Instruments, HF2LI) gemessen. Die Spannungsdaten wurden innerhalb von 1 Minute mit einer Zeitkonstante von 1 s und einer typischen internen Referenzfrequenz erfasst. Die zeitliche Niederfrequenz-Photoreaktion (<1 kHz) zur Analyse der Reaktionsgeschwindigkeit wurde mit einem Oszilloskop (Keysight, DSOX3054T) mit vorverstärktem Signal (Stanford Research Systems, SR570) und einem optischen Chopper (Thorlabs, MC1F10A) gemessen.

Die bildgebenden Messungen werden mit einem selbstgebauten Bildgebungssystem durchgeführt. Das polarisierte Infrarotlicht mit unterschiedlichem Polarisationsstatus wird wie oben erwähnt erhalten. Eine optische Maske mit dem Buchstaben „NTU EEE“ wurde in den Lichtweg gelegt und ihre Position wird durch zwei Schrittmotoren entlang der x- und y-Achse gesteuert. Durch Ändern der Maskenposition werden die Photoantwortsignale des Drei-Port-Geräts mithilfe eines Vorverstärkers verstärkt und von einem Oszilloskop aufgezeichnet.

Relevante Daten, die die wichtigsten Ergebnisse dieser Studie stützen, sind im Artikel und in der Datei mit ergänzenden Informationen verfügbar. Alle während der aktuellen Studie generierten Rohdaten sind auf Anfrage beim entsprechenden Autor QJW erhältlich. Quelldaten werden mit diesem Dokument bereitgestellt.

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Diese Forschung wurde vom Programm der National Research Foundation Singapore (NRF-CRP18-2017-02 (QJW) und NRF-CRP22-2019-0007 (QJW)) und den A*STAR-Zuschussnummern A18A7b0058 (QJW), A20E5c0095 (YL, QJW) unterstützt. und A2090b0144 (QJW).

Fakultät für Elektrotechnik und Elektronik, Nanyang Technological University, Singapur, 639798, Singapur

Mingjin Dai, Chongwu Wang, Bo Qiang, Fakun Wang, Ming Ye, Song Han, Yu Luo und Qi Jie Wang

Zentrum für disruptive photonische Technologien, School of Physical and Mathematical Sciences, Nanyang Technological University, Singapur, 637371, Singapur

Qi Jie Wang

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MD, YL und QJW haben das Projekt konzipiert. MD führte die theoretische Analyse und numerische Simulation mit Unterstützung von BQ und MY durch und SHMD führte die Probenherstellung mit Unterstützung von CW durch. MD führte die Gerätecharakterisierung mit Unterstützung von FW durch. Alle Autoren diskutierten die Ergebnisse. MD, YL und QJW haben das Manuskript mit Kommentaren aller Autoren verfasst. QJW betreute das Projekt.

Korrespondenz mit Yu Luo oder Qi Jie Wang.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature Communications dankt den anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit. Peer-Reviewer-Berichte sind verfügbar.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Dai, M., Wang, C., Qiang, B. et al. Photothermoelektrische On-Chip-Detektoren im mittleren Infrarotbereich für die vollständige Stokes-Detektion. Nat Commun 13, 4560 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-32309-w

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Eingegangen: 12. April 2022

Angenommen: 25. Juli 2022

Veröffentlicht: 05. August 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41467-022-32309-w

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