论文链接：
https://doi.org/10.1117/1.JNP.18.016012
研究背景
研究内容
本文采用时域有限差分法获得所提出结构的吸收光谱。原型设计示意图如图1(a)所示，为金属-磁盘阵列微结构。将Cu盘与一层Cu膜隔开ZnS的介电层，如图1(b)所示。在模拟中，ZnS的复折射率取自文献,Cu的光学常数取自文献。
原型超材料发射极激发金属图案和接地金属层之间的反平行电流。可以与入射光的磁场产生强烈的相互作用，这通常被称为磁共振。产生的磁矩由于超材料固有的共振特性，可以在特定波长处形成具有高发射率的窄带共振峰。通过修改超材料的几何参数，如其周期性、深度、形状和角度，我们可以实现不同波长波段的光谱控制。为了研究超材料对几何参数的依赖性，我们模拟了不同参数下的吸收光谱。图2(a)显示了共振波长与介电层厚度之间的关系。我们可以清楚地看到，在5~8μm处激发出一个窄带高吸收峰。而且，共振峰波长随介质层厚度的增加而发生蓝移。当介质层厚度为0.06μm时，共振峰的最大吸光率约为0.99。图2(b)显示了不同圆盘直径处的吸收光谱。随着直径的增大，共振波长发生红移。具体来说，当直径从1μm增加到1.3μm时，共振波长从5.1μm位移到6.9μm。考虑到辐射冷却的需求，调整直径可以使共振波长向非大气窗口波段移动，有助于降低表面温度。
图2(c)显示了共振波长对周期值的依赖关系。当周期值增大时，共振峰的带宽略有减小。另一方面，8~14μm的发射进一步受到抑制。然而，超材料发射极的带宽太窄，无法实现高效的辐射冷却。多共振耦合效应可以通过垂直堆叠或水平堆叠不同共振频率的谐振腔，从而产生多个共振峰并合并以延长带宽，从而有效克服这一限制。不同几何参数的微结构的水平排列使得纳米制造变得困难。此外，较低的填充系数将导致宽带但弱的吸收峰.因此，制备简单、填充系数恒定的垂直叠加方式更为合适。基于(图1a)所示的金属盘阵列结构和多共振耦合效应，我们提出了一种多共振耦合宽带发射体(M1)，如图3(a)所示。它包含五个功能层:厚度为t1的底部Cu反射层，厚度为t2和t4的介电层(ZnS)，以及厚度为t3和t5的金属谐振腔(Cu)。高反射率Cu层有效地抑制了红外探测波长范围内的发射率。上下谐振腔均由Cu/ZnS/Cu组成，共用中间Cu层。M1的红外发射率谱如图3(b)所示。可以清楚地看到，相邻的共振峰产生共振叠加，形成宽带吸收。相邻共振峰的合并使带宽变宽，这对辐射冷却有积极的贡献。光谱发射率在3~5μm和8~14μm光谱范围内小于0.2,5~8μm光谱的发射率始终在0.6以上。
图3 , (a)复合结构(M1)示意图。几何参数如下:单元胞周期p¼1.4 μm;圆盘谐振器直径d¼1.1 μm;以及金属层和介电 层厚度t 1¼0.2 μm, t 2¼4 μm 0.06 μm, t 3¼0.08 μm, t 5¼0.1 μm。(b) M1和t 3¼0.08 nm (A1)和t 3¼0.1 nm (A2)的原 型结构的红外发射率光。
为了进一步研究多共振耦合机制和宽带发射的起源，我们进行了单独的模拟,分析了M1在x-z平面上两个共振波长的电场和磁场分布，如图4所示。仿真结果表明，在入射电磁场的作用下，上腔和下腔分别在5.40μm和6.51μm处表现出磁共振。谐振腔内会产生强的局域电磁场。因此，谐振波长处的大部分入射光受到限制并在谐振腔中耗散，从而在这些波长处产生高吸收峰。相邻共振的耦合有助于拓宽带宽。此外，电磁场仅局限于介电层的圆盘区域，这表明改变介电层的形状或尺寸会影响磁共振。
基于上述研究，减少吸收光谱“凹陷”的有效途径是缩短相邻共振波长之间的距离。考虑到磁共振与介电层形状的关系，我们通过将ZnS层的形状从薄膜修改为圆盘，提出了一种补充结构(M2)，如图5(a)所示。很明显，右边的吸收峰发生了蓝移，导致“凹陷”的深度减小，如图5(b)所示。式中neff为MIM波导的有效折射率，D为铜盘直径，λr论，有效折射率neff取决于介电层的体积分数。为谐振波长。根据有效介质理因此，与平面薄膜相比，圆盘状介质层的neff略微减小，导致共振峰发生短波长位移。通过将原型结构中的介电层从薄膜调整为圆盘得到的吸收光谱。与M1相比，M2中吸收光谱“凹陷”处的最小吸收从0.592增加到0.743。同时，右侧吸收峰的蓝移降低了8~14μm光谱波段的平均发射率，进一步增强了红外抑制能力。图(5c)显示了M1和M2的FOM随温度的变化。在300~666K的温度范围内，M1的FOM优于M2;然而，一旦温度超过666K,M2的FOM就会超过M1。因此，M1适合在低温环境下运行，而M2在高温条件下表现更好。根据工作温度的不同，我们可以选择合适的结构，用于红外伪装和辐射冷却的应用。
结论与展望
