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Nature Communications volumen 13, número de artículo: 4560 (2022) Citar este artículo

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Los polarímetros en chip son muy deseables para los sistemas ópticos y optoelectrónicos ultracompactos de próxima generación. Los fotodetectores sensibles a la polarización que se basan en la absorción anisotrópica de materiales naturales/artificiales se han convertido en un candidato prometedor para los polarímetros en chip debido a sus configuraciones sin filtro. Sin embargo, estos fotodetectores solo se pueden aplicar para la detección de luz polarizada lineal o circularmente, no aplicables para la detección de Stokes completo. Aquí, proponemos y demostramos polarímetros de tres puertos que comprenden fotodetectores de infrarrojo medio mediados por metamateriales plasmónicos quirales en chip para la detección completa de Stokes. Al manipular la distribución espacial de metamateriales quirales, podríamos convertir absorciones resueltas por polarización en fotovoltajes resueltos por polarización correspondientes de tres puertos a través del efecto fototermoeléctrico. Utilizamos el polarímetro desarrollado en una demostración de imágenes que muestra una capacidad confiable para la reconstrucción de la polarización. Nuestro trabajo proporciona una estrategia alternativa para desarrollar fotodetectores con resolución de polarización con un rango de operación independiente de la banda prohibida en el infrarrojo medio.

El estado de polarización (SoP) que caracteriza la oscilación del campo eléctrico es esencial para aplicaciones relacionadas con la óptica, como la comunicación óptica, la teledetección y la navegación1,2,3. Los detectores de polarización del infrarrojo medio (IR medio) son especialmente atractivos debido a sus amplias aplicaciones en análisis químicos, diagnóstico biomédico y reconocimiento facial4,5,6. Durante décadas, los enfoques convencionales de detección de polarización incluyen división de tiempo, división de amplitud, división de apertura y división de plano focal, que normalmente requiere una combinación de retardadores lineales, polarizadores y placas de media onda. y placas de cuarto de onda7,8. Sin embargo, estos sistemas ópticos voluminosos y complicados que utilizan polarizador de espacio libre tienen desventajas intrínsecas como velocidad limitada, precisión limitada y detección incompleta del estado de polarización9. Los avances recientes en tecnologías nanofotónicas de baja dimensión han revelado enfoques fascinantes para desarrollar polarímetros de próxima generación10,11. Como candidatos potenciales para los polarímetros compactos de próxima generación, los fotodetectores sensibles a la polarización en chip han sido ampliamente estudiados recientemente debido a sus ventajas, incluido un alto nivel de miniaturización y una integración de densidad ultraalta.

Hasta la fecha, uno de los principales enfoques para detectar SoP se basa en la anisotropía estructural o quiralidad de los materiales naturales. En general, los fotodetectores para la detección de polarización lineal se basan en la absorción anisotrópica de nanocables unidimensionales o materiales bidimensionales de Van der Waals12,13,14, mientras que los fotodetectores para la detección de polarización circular se basan en la absorción quiral de luz en semiconductores orgánicos e híbridos. perovskitas15,16, el efecto fotogalvánico de espín en aislantes topológicos o semimetales17,18,19,20, efecto Hall de espín inverso en la interfaz metal-semiconductor21,22 y recombinación de electrones de conducción dependiente del espín23,24. Sin embargo, las aplicaciones de estos fotodetectores sensibles a la polarización se ven obstaculizadas por limitaciones intrínsecas, como respuestas espectrales dependientes de banda prohibida, inestabilidad química y baja sensibilidad de polarización asociada con pequeña anisotropía o quiralidad. Además, la mayoría de estos fotodetectores sensibles a la polarización solo funcionan para la detección de polarización lineal o polarización circular de la luz, pero no se pueden aplicar a la detección de Stokes completa. Debido a que las estructuras artificiales pueden lograr una fuerte anisotropía y quiralidad, y tienen una gran flexibilidad de diseño y una configuración sin filtro, estos fotodetectores funcionales habilitados por estructuras artificiales pueden realizar polarimetría compacta para la detección de luz polarizada, así como imágenes de polarización con una densidad de píxeles potencialmente ultraalta. El uso de estructuras artificiales integradas con materiales activos es otro enfoque principal para la detección de SoP. Este enfoque condujo a fotodetectores sensibles a la polarización que funcionan en modos de radiación dispersa, absorbida y guiada25. Como ejemplo, se han integrado metamateriales plasmónicos con mejoras de campo selectivo de polarización con semiconductores para generar fotocorrientes sensibles a la polarización26,27. Sin embargo, la mayoría de los detectores anteriores se basaban en el efecto fotoconductor o fotovoltaico, que requiere hacer coincidir la longitud de onda resonante de los metamateriales plasmónicos y la banda prohibida de los semiconductores7,28. Por lo tanto, es muy deseable una forma eficiente de transferir una fuerte anisotropía y quiralidad a las lecturas eléctricas sin la limitación de la longitud de onda de operación por la banda prohibida de los materiales activos.

La detección SoP estándar requiere cuatro mediciones para obtener cuatro parámetros de Stokes, a saber, la intensidad de la luz, dos componentes de polarización lineal y un componente de polarización circular29,30,31. En otras palabras, se necesitan fotodetectores sensibles a la polarización lineal y circular para la detección de Stokes completa. Para los fotodetectores sensibles a la polarización lineal y circular, la cifra crucial de méritos para caracterizar la sensibilidad de la polarización es la relación de polarización (PR) y el factor de disimetría (g). Los valores grandes de PR y g son muy críticos para mejorar la precisión de la detección en aplicaciones prácticas. Sin embargo, la mayoría de los fotodetectores sensibles a la polarización reportados anteriormente generalmente exhiben fotorespuestas unipolares dependientes de la polarización y el PR y el factor g correspondientes son generalmente pequeños, por ejemplo, 0 < PR < 20 y 0 < g < 2. Cabe señalar que, el PR y El factor g se calcula usando PR = Vmax/Vmin y g = 2 × (VLCP − VRCP)/(VLCP + VRCP), donde Vmax y Vmin representan el fotovoltaje máximo y mínimo dependiente de la polarización lineal, respectivamente, y VLCP y VRCP. denotan los fotovoltajes bajo iluminaciones de luz polarizada circular izquierda (LCP) y polarizada circular derecha (RCP), respectivamente32. Para aumentar el valor de PR, recientemente se han realizado fotodetectores bipolares sensibles a la polarización lineal introduciendo el efecto Dember modulado por el mecanismo fotónico y el mecanismo de portador caliente mediante la integración de nanoantena en grafeno14,33. Como resultado, se puede controlar el PR para que tenga valores en el rango de (1 →∞/-∞→−1) con una transición de positivo a negativo. Sin embargo, tal realización sólo demostró la detección de polarización lineal bipolar, mientras que la transición de polaridad para la detección de polarización circular no se ha realizado hasta hoy. Por otro lado, no se ha logrado la detección robusta de la luz polarizada circular con inmunidad contra la omnipresente luz no polarizada y polarizada linealmente.

Aquí, nuestro objetivo es abordar tal desafío y lograr la detección de polarización bipolar lineal y circular, simultáneamente, para el desarrollo de un polarímetro monolítico de Stokes completo. Aprovechando el efecto fototérmico dependiente de SoP en metamateriales quirales plasmónicos y el efecto Seebeck en materiales termoeléctricos bidimensionales (2D), demostramos experimentalmente fotodetectores sensibles a la polarización fototermoeléctricos de IR medio (PTE) a temperatura ambiente para detecciones de polarización lineal y circular. El principio de diseño no sólo proporciona una poderosa plataforma para transferir la respuesta óptica sensible a la polarización a una lectura de señal eléctrica, sino que también se puede aplicar fácilmente a otras regiones de longitud de onda, como el visible, el infrarrojo cercano y el terahercio, porque el La respuesta de nuestro dispositivo no está limitada por la banda prohibida de los semiconductores activos. Los metamateriales plasmónicos quirales diseñados para la absorción dependiente de SoP crean gradientes de temperatura localizados a través del efecto fototérmico bajo iluminación uniforme, lo que a su vez genera una respuesta de fotovoltaje resuelta por polarización en materiales termoeléctricos 2D. Además, la transición de polaridad para detecciones de polarización lineal y circular se puede realizar mediante configuraciones espaciales y geométricas de metamateriales quirales dentro del canal del dispositivo. Además, como prueba de concepto de la superioridad de los fotodetectores balanceados (PR = −1, g = ∞), se demuestra un dispositivo diseñado adecuadamente con tres puertos para la detección de Stokes completo y se presenta una demostración de imágenes de polarización. con el dispositivo desarrollado. Nuestros resultados muestran un mecanismo de fotodetección sin filtro, no refrigerado, independiente de la banda prohibida, específico de longitud de onda, configurable y dependiente de la polarización, basado en la combinación de estructuras nanofotónicas y materiales termoeléctricos en un chip integrado. Ofrece una plataforma prometedora para aplicaciones optoelectrónicas y abre posibilidades para las tecnologías de imagen, polarimetría y fotodetección de infrarrojo medio de próxima generación.

La arquitectura de nuestro detector PTE de IR medio propuesto (Fig. 1a) consiste en un material termoeléctrico bidimensional, dos electrodos y un metamaterial plasmónico quiral que comprende una matriz periódica de metaátomos plasmónicos quirales. La molécula plasmónica quiral está hecha de una nanoestructura de oro (Au) en forma de Z encima de un espaciador dieléctrico (Al2O3) y una placa posterior gruesa de Au. La Figura 1b muestra las celdas unitarias de los metamateriales zurdos (LH) y diestros (RH) para los absorbentes de luz LCP y RCP preferidos. Para un metamaterial típico bajo radiación incidente normal con polarización magnética transversal, el espectro de absorción simulado muestra un pico de longitud de onda de alrededor de 5,3 µm, como se muestra en la Fig. 1c (azul). En la Fig. 1d, e. Los modos de resonancia y fuera de resonancia corresponden a las absorciones máxima y mínima en longitudes de onda de 5,3 y 5,1 µm, respectivamente. En comparación con el modo fuera de resonancia, el modo en resonancia induce campos eléctricos más grandes en la antena de Au, dando lugar a una mayor absorción de luz. Por otro lado, la principal absorción de luz se produce en las antenas de Au. Cuando los metamateriales se iluminan con un haz de luz de infrarrojo medio con un diámetro de 100 µm y una potencia de 5 mW, el efecto fototérmico34 aumenta la temperatura de la antena de Au. La Figura 1c (roja) representa el aumento de temperatura ΔT en función de la longitud de onda. El ΔT máximo ubicado en la longitud de onda de resonancia puede alcanzar hasta 3 K. Más importante aún, el espectro de absorción muestra una respuesta similar (es decir, las curvas azul y roja en la Fig. 1c casi se superponen), lo que indica una relación lineal entre la absorción y ΔT. Esta relación lineal es crucial para transferir la absorción óptica dependiente de la polarización a salidas de señales eléctricas resueltas por polarización.

Diseño de arquitectura de dispositivo para fotorespuesta termoeléctrica de resonancia. Aquí, k, E y Vph representan el vector de onda, el vector de campo eléctrico y el fotovoltaje, respectivamente. b Esquema del metamaterial quiral que consta de la matriz de metamoléculas plasmónicas quiral (Au), el espaciador dieléctrico (Al2O3) y la placa posterior metálica (Au). LH y RH denotan zurdos y diestros, respectivamente. W1,2, L1,2, P1,2 y D indican el ancho, largo, escala periódica y espesor de Al2O3, respectivamente. c Absorción simulada y aumento de temperatura (ΔT) en función de la longitud de onda con una potencia de entrada de 5 mW. d, e Simulaciones de onda completa de distribuciones de campo eléctrico (d) normalizadas al campo eléctrico incidente, y la densidad de absorción de potencia (e) se calcula mediante Pabs = 1/2ωε′′|E|2, y se normaliza mediante P0, la potencia incidente dividido por el volumen de la metamolécula. f Una simulación térmica de un dispositivo típico con metamaterial quiral de medio lado en absorción máxima con una potencia de entrada de 5 mW. S y D denotan electrodos de fuente y drenaje, respectivamente. Barras de escala, 400 µm (izquierda: imagen principal); 10 µm (derecha: recuadro). g Los perfiles de temperatura y potencial correspondientes en todo el canal del dispositivo. Dos líneas discontinuas verticales indican las interfaces entre los electrodos y el canal.

Como ejemplo de la respuesta PTE35,36, consideramos un dispositivo con medio canal izquierdo cubierto por metamateriales. El canal consta de un material termoeléctrico 2D con un coeficiente de Seebeck (S) de −200 µV K−1 y una conducción térmica de 4,5 W m−1 K−1. Se utiliza como entrada una fuente de temperatura diseñada de acuerdo con los resultados de simulaciones fototérmicas. La distribución de temperatura en nuestro dispositivo se simula teniendo en cuenta la conductancia del calor, la radiación y la convección. En la Fig. 1f se muestra un ejemplo que ilustra la distribución de temperatura en nuestro dispositivo. De manera similar, cuando el dispositivo con una longitud de canal de 30 µm se ilumina con un haz de luz de infrarrojo medio con un diámetro de 100 µm y una potencia de 5 mW, el medio canal izquierdo cubierto por metamateriales exhibe una temperatura más alta que la mitad derecha. -canal sin metamateriales. Como resultado, se crea un gradiente de temperatura dentro del canal del dispositivo, como se muestra en la Fig. 1g (rojo). Tal gradiente de temperatura puede generar una diferencia de potencial entre los electrodos de fuente (S) y drenaje (D), dando lugar a una respuesta de fotovoltaje (Vph) de 170 µV que se muestra en la Fig. 1g (azul), que se puede calcular mediante Vph. = −SΔT.

Para investigar la respuesta fototérmica de los metamateriales plasmónicos quirales, se realizaron simulaciones electromagnéticas de onda completa en el conjunto de antenas de Au en forma de Z. Primero, los parámetros estructurales como se indica en la Fig. 1b se obtienen mediante optimización global. La absorción óptica de los metamateriales quirales se puede ajustar a través de un régimen de IR medio de banda ancha (4–8 µm) como se muestra en la Figura 1 complementaria y en la Tabla 1 complementaria. Debido a la construcción tipo sándwich de los metamateriales, se crea una cavidad similar a Fabry-Pérot. formado entre las antenas en forma de Z y el plano de tierra, lo que lleva a una reflexión múltiple bajo una iluminación de campo amplio37. Por otro lado, debido a que los metamateriales planos son anisotrópicos y tienen pérdidas, se introduce una conversión de polarización lineal y se produce una interferencia destructiva o constructiva para la luz incidente con diferentes SoP38. Las absorciones simuladas para diferentes metamateriales muestran no solo una dependencia de polarización lineal, sino también una dependencia de polarización circular con un dicroísmo circular (CD) del 50% en un régimen de IR medio de banda ancha (Figura complementaria 2). Además, verificamos experimentalmente la absorción óptica simulada dependiente de la polarización de los metamateriales diseñados. Aquí, se fabrican tres metamateriales típicos (M1, M2 y M4) y se miden sus absorciones dependientes de la polarización (Figuras complementarias 3 a 5). Los espectros de absorción óptica medidos experimentalmente de los metamateriales LH y RH muestran la misma dependencia de polarización que los resultados de la simulación. Para el metamaterial LH, la absorción en la longitud de onda de resonancia es una función coseno del ángulo de polarización lineal, lo que encaja bien con los resultados de la simulación. Además, las absorciones son significativamente diferentes bajo las iluminaciones de luz LCP y RCP, lo que da como resultado una CD grande de aproximadamente el 30%. Este valor es lo suficientemente alto como para distinguir la luz LCP y RCP en dispositivos prácticos.

Para investigar más a fondo la respuesta fototérmica de los metamateriales dependiente de SoP, estudiamos un metamaterial LH-M2 típico con un pico de resonancia de 5,3 µm como otro ejemplo. Como se muestra en la Fig. 2a, el SoP de la luz incidente se describe de manera general mediante los parámetros geométricos de una elipse. θ y φ denotan el ángulo azimutal y de elipticidad, respectivamente, y el signo de φ indica la quiralidad de la polarización (positiva → zurda, negativa → diestra). La Figura 2b muestra el mapa de contorno de la absorción simulada en función del ángulo azimutal θ y el ángulo de elipticidad φ. Debido a la relación lineal entre la absorción (Abs) y el aumento de temperatura (ΔT), ΔT muestra una dependencia similar del ángulo azimutal θ y el ángulo de elipticidad φ. La diferencia de absorción entre las absorciones máxima y mínima puede alcanzar aproximadamente el 50%, lo que lleva a una diferencia de aumento de temperatura de aproximadamente 2,5 K. Para un ángulo de elipticidad fijo φ, tanto la absorción como el aumento de temperatura ΔT pueden encajar bien con una función coseno de el ángulo azimutal θ con un factor de desplazamiento ponderado dado por el ángulo de elipticidad φ. En detalle, la absorción Abs se puede calcular mediante la siguiente fórmula ajustada:

donde, a indica la absorción de fondo constante independiente del ángulo azimutal, y b indica la amplitud del componente de absorción resuelto en θ con un φ fijo. a1 y a2 representan el componente constante y la amplitud del componente a con resolución φ en función del seno, respectivamente, y b1 y b2 representan el componente constante y la amplitud del componente b con resolución φ en función del coseno, respectivamente. Los 10° indican el ángulo relativo entre la orientación equivalente y la dirección del eje largo de la nanoantena en forma de Z.

aquí, los valores de la matriz se extraen ajustando los resultados de la simulación (los detalles del proceso de extracción se presentan en la Nota complementaria 1). En particular, se han realizado simulaciones electromagnéticas de onda completa para cinco estados de polarización indicados por puntos de colores en la Fig. 2b. Como se muestra en la Fig. 2c, las altas absorciones dependientes de la polarización provienen de las interferencias destructivas o constructivas de los haces de luz incidentes a través de la conversión de polarización lineal (Fig. 6 complementaria). El aumento de temperatura simulado, ΔT, también muestra una alta dependencia de la polarización y una relación lineal con la intensidad de la luz incidente (Figura complementaria 7).

a Esquema del metamaterial LH-M2 y la luz polarizada incidente descrito por los parámetros geométricos de la elipse. Ex y Ey denotan el vector del campo eléctrico a lo largo del semieje mayor y el semieje menor, respectivamente. θ denota el ángulo entre el semieje mayor de la elipse de polarización y el eje x. φ denota el ángulo de elipticidad y es igual a arctan Ex/Ey. b Mapa de contorno 2D de absorbancia simulada y aumento de temperatura inducido para diferentes estados de polarización de la luz. c Densidad de absorción de potencia correspondiente normalizada por P0 para diferentes estados de polarización marcados con puntos rojos, naranjas, verdes, azules y morados en (b), respectivamente. d, e La absorbancia simulada en función del ángulo azimutal en diferentes ángulos de elipticidad (d) y en función del ángulo de elipticidad φ en diferentes ángulos azimutales (e) para metamateriales LH y RH. Dos líneas discontinuas en (d) muestran un cambio de fase de 20 ° entre dos posiciones de valor máximo de absorción de los metamateriales LH y RH.

Luego consideramos las respuestas ópticas dependientes de SoP para los metamateriales LH y RH. Como se muestra en la Fig. 2d, para un ángulo de elipticidad fijo φ, las absorciones para los metamateriales LH y RH siguen una dependencia del coseno similar en el ángulo azimutal con solo un cambio de fase de 20 °. Para la luz elípticamente polarizada con diferente ángulo azimutal fijo θ, la absorción muestra una tendencia inversa para los metamateriales LH y RH cuando el ángulo de elipticidad φ cambia de −45 ° a 45 ° (Fig. 2e). Se observa que el cambio de absorción con el ángulo de elipticidad φ no es monótono y también depende del ángulo azimutal θ. Estas propiedades de absorción óptica de los metamateriales diseñados corresponden directamente al aumento de temperatura ΔT de la antena de Au, determinando así directamente la respuesta de fotovoltaje en los dispositivos mediados por metamateriales.

La alta absorción óptica dependiente de SoP conduce directamente a una respuesta PTE resuelta por polarización en el detector integrado con metamateriales plasmónicos quirales9,39. Para demostrar esto experimentalmente, primero fabricamos dispositivos utilizando diferentes materiales termoeléctricos 2D, incluidos nanohojuelas de grafeno (Gr)40,41, fósforo negro (BP)13 y seleniuro de paladio (PdSe2)42,43 como materiales termoeléctricos activos de acuerdo con la configuración que se muestra. en la figura 1f. Todos los dispositivos fabricados muestran una respuesta de fotovoltaje (Vph) dependiente del ángulo de polarización lineal y, por lo tanto, también se pueden aplicar para distinguir las luces LCP y RCP (consulte la Fig. 8 complementaria), lo que indica una alta tolerancia para la selección de materiales activos para nuestro Mecanismo de fotodetección sensible a la polarización propuesto. Observamos que la fotorespuesta sensible a la polarización proviene de los metamateriales quirales plasmónicos, pero no de la anisotropía intrínseca de los materiales termoeléctricos activos debido a la iluminación uniforme. En particular, la longitud de onda de trabajo para la fotodetección de PA se puede extender a 5,3 µm, lo que está más allá de su longitud de onda de corte convencional de aproximadamente 4,1 µm según su banda prohibida de 0,3 eV12. Esto indica que la longitud de onda de operación de nuestro enfoque propuesto ya no está limitada por la banda prohibida del material activo. Por otro lado, la fotorespuesta del dispositivo basado en PdSe2 es mayor que la de los dispositivos basados ​​en Gr y BP debido a su mayor coeficiente de Seebeck. En nuestra siguiente demostración experimental, utilizamos nanoescamas de PdSe2 como materiales activos y metamateriales M2 a menos que se indique lo contrario. Además, la longitud de onda de trabajo de los detectores propuestos se puede diseñar utilizando metamateriales apropiados, lo que revela un mecanismo de fotodetección de longitud de onda imaginable (Figura complementaria 9). Investigamos más a fondo el rendimiento del dispositivo a temperatura ambiente utilizando un dispositivo basado en PdSe2 integrado con metamateriales LH-M2. Como se muestra en las Figs complementarias. 10-12, la capacidad de respuesta del fotovoltaje dependiente de la longitud de onda está de acuerdo con el espectro de absorción de los metamateriales, lo que verifica aún más la respuesta PTE resonante de nuestro dispositivo. Además, el detector presenta una alta capacidad de respuesta de hasta 3,6 V W-1, un tiempo de respuesta corto de 76 µs correspondiente a un ancho de banda de -3 dB de 1,1 kHz, un espectro de ruido oscuro bajo de hasta 35 nV Hz-1/2 correspondiente a un potencia equivalente de ruido de 9,7 nW Hz−1/2, una detectividad específica de 2,5 × 105 Jones y buena repetibilidad y estabilidad a temperatura ambiente. Además, el dispositivo muestra una fotorespuesta más baja a temperaturas más bajas (Figura complementaria 12), lo que resulta del gradiente de temperatura baja debido a la disipación de calor eficiente o la alta conductividad térmica a bajas temperaturas44,45.

Aprovechando la dependencia de la polarización lineal y circular de la fotorespuesta mediada por metamateriales, primero diseñamos dispositivos con una transición de polaridad configurable geométricamente para la detección sensible a la polarización lineal, mediante el uso de metamateriales LH distribuidos en la mitad izquierda (A1) y la mitad derecha (A2). ) canal con un ángulo de orientación relativo fijo α = 90 ° (Fig. 3a). Las respuestas de fotovoltaje dependientes de la polarización Vph para diferentes relaciones de área de distribución (A2/A1) se calculan y representan en la Fig. 3b, lo que muestra que el PR cambia de 2 a −1 con una transición de polaridad (de unipolar a bipolar) cuando A2/A1 cambia. de 0 a 1. Esta es una evidencia clara de que el detector lineal sensible a la polarización exhibe una transición de polaridad geométricamente configurable. Nuestros cinco dispositivos fabricados, con A2/A1 = 0, 0,33, 0,5, 0,67 y 1, verifican experimentalmente la configurabilidad de PR (consulte las figuras complementarias 13, 14). Las fotorespuestas experimentales normalizadas resueltas por polarización, con PR = 2.3, 2.7, −37, −4.1 y −1, muestran buenos acuerdos con los resultados calculados en la transición de polaridad configurable (Fig. 3c). También investigamos la dependencia de la polarización configurable de dispositivos diseñados con A2/A1 = 1 cambiando el ángulo de orientación relativo α de 0 ° a 90 ° (Figura complementaria 14). Como se muestra en la figura complementaria 15, las respuestas de fotovoltaje dependientes de la polarización calculadas exhiben un PR independiente de α, pero con un cambio de fase del ángulo de respuesta máximo. Nuestros dispositivos fabricados con α = 0°, 45° y 90° muestran una buena concordancia en el cambio de fase con los resultados calculados que indican una dependencia de polarización configurable, lo cual es útil para la detección de Stokes completos en aplicaciones prácticas.

a Cálculo de la fotorespuesta dependiente del ángulo de polarización lineal θ, Vph (A1, A2, θ) con diferente relación de área de distribución (A2/A1) de dos nanoantenas con ángulos de orientación de 90°. b El cálculo de la fotorespuesta Vph (A1, A2, θ) dependiente del ángulo de polarización lineal θ con respecto a la relación de A2/A1 muestra una transición de la relación de polarización (PR) del régimen unipolar al régimen bipolar. La barra de colores muestra la fotorespuesta normalizada. c Fotorespuestas simuladas (líneas) y medidas (símbolos) de cinco dispositivos típicos con sus valores de relación de polarización (PR) indicados por las líneas discontinuas en (b) con los mismos colores. d Cálculo de la fotorespuesta dependiente del ángulo de la placa de cuarto de onda (QWP), Vph (A1, A2, ψ) con diferente relación de área de distribución (A2/A1) de dos nanoantenas (LH y RH). e El cálculo de la fotorespuesta dependiente del ángulo QWP, Vph (A1, A2, ψ) con respecto a la relación de A2/A1 muestra una transición del factor g del régimen unipolar al régimen bipolar. La barra de colores muestra la fotorespuesta normalizada. f Fotorespuestas simuladas (líneas) y medidas (símbolos) de cuatro dispositivos típicos con sus valores de factor g indicados por las líneas discontinuas en (e) con los mismos colores.

Gracias a la flexibilidad de configuración de los metamateriales, la respuesta PTE resonante propuesta también nos permite realizar la detección de polarización circular. Luego investigamos la transición de polaridad geométricamente configurable para la detección sensible a la polarización circular, que es crucial para realizar la detección directa de quiralidad y elipticidad, simultáneamente. Aquí, se diseñaron una serie de dispositivos con metamateriales LH y RH distribuidos en los canales de la mitad izquierda (A1) y la mitad derecha (A2) con varias relaciones de área de distribución A2 / A1 (Fig. 3d). Con un A1 fijo, el factor g cambia de aproximadamente 0,41 a +∞ a medida que la relación A2/A1 cambia de 0 a 1, con la transición de polaridad ocurriendo en g = 2. Cuando el factor g está en el rango de 0– 2, el dispositivo muestra una fotorespuesta unipolar dependiente de la polarización circular. Mientras que cuando el factor g está en el rango de g > 2, el dispositivo muestra una fotorespuesta bipolar (Fig. 3e). De la misma manera, se fabricaron una serie de dispositivos con diversas relaciones de área de distribución A2/A1 y se midieron sus fotorespuestas dependientes de la polarización circular girando una placa de cuarto de onda (QWP) (ver Figuras complementarias 16, 17). También comparamos nuestros resultados experimentales de las fotorespuestas dependientes del ángulo de QWP con el cálculo de la Fig. 3f. Cuatro dispositivos fabricados con A2/A1 = 0, 0,33, 0,67 y 1 exhiben un factor g de 0,44, 1,26, 22 y +∞, respectivamente. Esto indica una transición de polaridad configurable para la detección sensible a la polarización circular. Vale la pena señalar que, debido al cambio de fase de la absorción dependiente de la polarización lineal entre los metamateriales LH y RH, como se muestra en la Fig. 2d, el ángulo de orientación relativo α debe establecerse en 20 ° para eliminar el componente de polarización lineal del ángulo QWP. -fotorrespuesta dependiente. Esto da como resultado una respuesta de fotovoltaje puramente circular resuelta por polarización, que puede ajustarse mediante una función sinusoidal estándar (Figura complementaria 17). Observamos que el cambio del ángulo QWP de 45° a 135° corresponde a un cambio del ángulo de elipticidad de 45° (LCP) a −45° (RCP) junto con cambios de quiralidad y elipticidad. La respuesta de fotovoltaje del dispositivo con A2/A1 = 1 y α = 20° muestra una relación monótona con el ángulo QWP en el rango de 45°-135°, y un cambio de señal a 90°, lo que indica la capacidad de detecciones simultáneas de la quiralidad y la elipticidad. Además, la respuesta del fotovoltaje dependiente del ángulo de QWP muestra una robustez con respecto al ángulo de polarización lineal θ (Figura complementaria 18). Por lo tanto, mediante una configuración geométrica, como cambiar la relación del área de distribución y el ángulo de orientación relativo, el dispositivo diseñado no solo puede distinguir la luz LCP y RCP, sino también detectar directamente la quiralidad y elipticidad, simultáneamente. En las Tablas complementarias 2, 3 se proporcionan comparaciones más detalladas con los fotodetectores sensibles a la polarización lineal y circular existentes.

Para demostrar la utilidad de los dispositivos bipolares para la detección de luz polarizada lineal y circular, diseñamos un fotodetector de tres puertos con las ventajas de resolver el SoP de diferentes luces polarizadas incidentes (Fig. 4a). Para un SoP arbitrario, se puede describir utilizando los parámetros geométricos de una elipse, incluida la amplitud A, el ángulo azimutal θ y el ángulo de elipticidad φ. Por otro lado, el SoP también puede describirse mediante un vector de Stokes en una esfera de Poincaré como se muestra en la figura 4b. Aquí, cuatro parámetros de Stokes incluyen la intensidad total S0, dos componentes lineales S1 y S2, y el componente quiral S3. Para una luz totalmente polarizada, la relación entre los parámetros de Stokes y los parámetros de elipse geométrica se puede describir con la siguiente fórmula:

a Imagen óptica de metamateriales y electrodos del dispositivo de tres puertos para la detección de polarización completa de Stokes. El puerto GND se utiliza como terminal de tierra para otras tres salidas de puerto. Las flechas amarillas indican la orientación equivalente de los metamateriales en cada parte, y los colores verde y azul indican metamateriales quirales LH y RH, respectivamente. Barra de escala: 25 µm. El recuadro es la imagen óptica del dispositivo. b Ilustración esquemática de la información de Stokes completa en una esfera de Poincaré. S1 y S2 son los parámetros lineales que caracterizan la dirección del componente lineal. S3 es el parámetro polarizado circularmente que cuantifica la componente circular. c Gráfico bidimensional del Puerto 1 y el Puerto 2 bajo diferentes ángulos azimutales θ y ángulos de elipticidad φ. Los símbolos son datos medidos, que se presentan como valores medios ± DE, n = 4 mediciones replicadas. Las líneas discontinuas son curas adecuadas. d El puerto 3 sale como una función monótona del ángulo de elipticidad φ bajo un ángulo azimutal diferente θ. Los símbolos son datos medidos, que se presentan como valores medios ± DE, n = 4 mediciones replicadas.

Generalmente, se requieren seis píxeles individuales para recuperar completamente los parámetros de Stokes. Aquí, aprovechando la capacidad de configuración de nuestro mecanismo de detección de PTE resonante propuesto, se ha diseñado un dispositivo de tres puertos para extraer los parámetros geométricos de la elipse en lugar de los tres parámetros de Stokes (S1, S2 y S3). Vale la pena señalar que, debido a las fotorespuestas sensibles a la polarización de las salidas de tres puertos, el parámetro de Stokes S0 no se extraería utilizando el dispositivo de tres puertos diseñado. Por otro lado, el SoP en este trabajo se centra en luz totalmente polarizada pero no en luz parcialmente polarizada o no polarizada. Como se muestra en la Fig. 4a, el puerto GND se utiliza como terminal de tierra para otros tres puertos. El ángulo de orientación relativo de los metamateriales LH y RH distribuidos en forma de triángulo se establece en 20 ° para alinear sus orientaciones equivalentes como se analizó anteriormente. Teniendo en cuenta la existencia de una simetría especular en la fotorespuesta lineal dependiente de la polarización en el rango de 0 a 180°, se requieren al menos dos salidas con un desplazamiento de fase no igual a 90° para detectar sin ambigüedades el ángulo de polarización46,47. Por lo tanto, la orientación equivalente (flechas amarillas) para cada parte está bien diseñada y las distribuciones de metamateriales LH (verde) y RH (azul) también están bien diseñadas. Los puertos 1 y 2 de nuestro dispositivo se utilizan para extraer el ángulo azimutal θ, y el puerto 3 se utiliza para extraer el ángulo de elipticidad φ. Para verificar la detección inequívoca de SoP en nuestro dispositivo de tres puertos, las salidas de fotovoltaje de tres puertos se miden en diferentes ángulos de polarización obtenidos cambiando los ángulos HWP y QWP pero con una potencia incidente constante (Figura complementaria 19). Con base en los análisis teóricos y los resultados experimentales, el ángulo azimutal θ y el ángulo de elipticidad φ se pueden calcular como:

donde C se refiere a la salida máxima de fotovoltaje bajo iluminación de luz LCP o RCP con una potencia incidente típica (la derivación de estas expresiones se presenta en la Nota complementaria 2). La Figura 4c muestra los gráficos 2D de los fotovoltajes medidos del Puerto 1 y el Puerto 2 con los puntos coloreados y formados según el ángulo azimutal θ y el ángulo de elipticidad φ de la luz polarizada incidente. Para un ángulo de elipticidad típico φ, los pares (Puerto 1, Puerto 2) se mueven en sentido antihorario a lo largo de una curva elíptica cerrada. Además, cuando el ángulo de elipticidad φ cambia de −45° a 45°, el centro elíptico se mueve del primer cuadrante al tercer cuadrante a través del punto de origen. Aunque los pares (Puerto 1, Puerto 2) muestran una dependencia tanto del ángulo azimutal θ como del ángulo de elipticidad φ, se necesita otra salida de fotovoltaje para detectar sin ambigüedades el SoP. Esto se debe a que existen algunas intersecciones entre las curvas elípticas para diferentes ángulos de elipticidad φ. La Figura 4d representa la respuesta del fotovoltaje en función del ángulo de elipticidad φ bajo diferentes ángulos azimutales. La relación monótona entre la salida del Puerto 3 y el ángulo de elipticidad φ que oscila entre −45° y 45° nos permite leer directamente el ángulo de elipticidad φ incluso para diferentes ángulos acimutales θ. Además, según la relación entre la potencia de la luz incidente y las salidas de fotovoltaje de los tres puertos, podemos obtener la amplitud A con calibración (Figura complementaria 20). Para evaluar la precisión de la polarimetría de nuestro dispositivo de tres puertos, calculamos la desviación de los tres parámetros de Stokes en función de un conjunto de mediciones. El resultado se muestra en la figura complementaria 21. Los errores de medición promedio de S1, S2 y S3 son 14,2%, 15,2% y 5,4%, respectivamente. Los errores de medición relativamente más altos para S1 y S2 que para S3 se pueden atribuir a las fotorespuestas no inmunes del Puerto 1 y el Puerto 2 contra la polarización circular. Por otro lado, la fabricación imperfecta de los metamateriales, la distribución gaussiana imperfecta del rayo láser, la inexactitud de la polarización de la luz de entrada, etc., también introducirán errores de medición en los parámetros de Stokes.

Para resaltar el uso práctico de nuestro polarímetro con la configuración compacta y simplificada, se demuestra una aplicación de imágenes de polarización utilizando el dispositivo de tres puertos. Las imágenes polarimétricas nos permiten obtener información importante sobre las superficies de los objetivos al detectar el SoP de la luz que varía espacial y temporalmente. Como se muestra en la Fig. 5a, la luz IR media polarizada se ilumina sobre el fotodetector a través de un objeto con letras estampadas NTU y EEE. Con base en las salidas de señal de fotovoltaje de los tres puertos, se pueden calcular tanto el ángulo de elipticidad φ como los ángulos acimutales θ. Además, el ángulo de polarización lineal (AoLP), el grado de polarización lineal (DoLP) o el grado de polarización circular (DoCP) se pueden calcular mediante procesamiento de datos. En particular, en este trabajo consideramos la luz incidente totalmente polarizada, y el DoCP y el DoLP se pueden calcular como21,48:

donde ε se refiere a la elipticidad y se calcula mediante: ε = tan φ. La Figura 5b-e muestra los resultados de las imágenes de tres puertos bajo una iluminación de luz de 5,3 µm con estado de polarización LP-45°, LP-135°, LCP y RCP, respectivamente. Para diferentes polarizaciones de la luz incidente, los tres puertos (las tres columnas de la izquierda en las figuras 5b-e) pueden obtener resultados de imágenes de polarización más claros y exhibir una forma de combinación típica, que es una correspondencia uno a uno con el SoP. Además, los resultados de imágenes de AoLP y DoCP correspondientes también se pueden obtener con el procesamiento de datos, como se muestra en las dos columnas de la derecha en las figuras 5b-e. En comparación con los polarímetros convencionales de división de plano focal que requieren al menos cuatro salidas de señal, nuestro dispositivo de tres puertos propuesto que incluye dos detectores de polarización lineal bipolar y un detector de polarización circular bipolar muestra potencial en aplicaciones de imágenes de polarización rápida y de alta resolución debido a su configuración compacta y procedimiento de procesamiento de señal simplificado. Por lo tanto, el polarímetro propuesto muestra grandes potenciales en imágenes polarimétricas de infrarrojo medio. Para aplicaciones prácticas de imágenes, también es necesario considerar el tamaño de un solo píxel, la diafonía entre píxeles adyacentes y la escalabilidad del circuito de lectura.

a, Esquema del sistema de medición de imágenes polarimétricas y el mecanismo para el cálculo del ángulo de polarización lineal (AoLP), grado de polarización lineal (DoLP) o grado de polarización circular (DoCP). El recuadro es el esquema del objeto con patrón de texto NTU y EEE. b – e Resultados de imágenes medidos de tres puertos (Puerto 1, Puerto 2 y Puerto 3) y resultados de imágenes calculados de AoLP y DoCP bajo polarización lineal ((b) LP-45° y (c) LP-135°) y iluminaciones de luz polarizada circular ((d) LCP y (e) RCP).

En resumen, hemos presentado detectores PTE sensibles a la polarización del IR medio con varias ventajas, como sin filtro, sin refrigeración, independientes de banda prohibida, adaptables en la longitud de onda operativa, compactos y configurables en dependencia de la polarización. Combinando la respuesta óptica dependiente de SoP y la flexibilidad de diseño de los metamateriales plasmónicos quirales con los materiales termoeléctricos bidimensionales, se puede realizar la transición de polaridad tanto para la polarización lineal como para la circular. Aprovechando la fotorespuesta bipolar, se demuestra que un dispositivo de tres puertos detecta sin ambigüedades el SoP de la luz incidente con una configuración de dispositivo compacta y un procedimiento de proceso de señal simplificado. Por último, demostramos la capacidad de imágenes polarimétricas infrarrojas, como las imágenes AoLP y DoCP, de la estrategia de detección propuesta mediante el uso de un polarímetro de tres puertos. Esto muestra un gran potencial para las tecnologías ópticas emergentes en el rango de infrarrojos medio, como las imágenes polarimétricas, la detección de moléculas, la fibra óptica y/o las comunicaciones en el espacio libre.

La simulación de las respuestas ópticas y el efecto fototérmico de los metamateriales plasmónicos quirales se realizó utilizando soluciones Lumerical FDTD y paquetes HEAT. En todas las simulaciones se utilizó una estructura unitaria y una fuente de luz de onda plana. Se utilizaron condiciones de contorno periódicas y capas perfectamente coincidentes en los límites x&y y z-límites, respectivamente. La estructura simulada consta de un sustrato de silicio, SiO2 (285 nm de espesor), placa posterior de oro (200 nm de espesor), capa espacial dieléctrica de Al2O3 (200-270 nm), antenas de oro (50 nm de espesor) y aire. La absorción de la densidad de potencia se calculó mediante la ecuación: Pabs = 1/2ωε″|E|2, donde ω es la frecuencia de la luz y ε″ es la parte imaginaria de la función dieléctrica. Para la simulación del efecto fototérmico en el paquete Heat, se utiliza como entrada de calor una fuente de calor importada de acuerdo con los datos de absorción óptica obtenidos del resultado de la simulación FDTD. Se utiliza un monitor de temperatura colocado alrededor de la antena para registrar el perfil de temperatura. Teniendo en cuenta el débil flujo térmico a través de la convección y la difusión en los límites, se aplicaron diferentes condiciones de contorno para diferentes superficies/interfaces en nuestras simulaciones, es decir, (1) se aplica una convección de 10 W/(m2·K) en las superficies superiores de nanoestructuras de Au y el Al2O3; (2) se establece un flujo de calor de 10 W/m2 a través de las interfaces entre Au y Al2O3, Au y SiO2, SiO2 y Si para simular el flujo térmico débil en las interfaces sólidas; (3) la temperatura del límite inferior del dominio de simulación se fija como temperatura ambiente (293 K). Para la simulación de la distribución de temperatura de un dispositivo a gran escala (2 × 2 mm2), se utilizó el software COMSOL Multiphysics con módulos de transferencia de calor. La condición de límite térmico de temperatura fija se aplica en la superficie de las antenas de acuerdo con el resultado de la simulación del efecto fototérmico en el paquete HEAT, mientras que otros límites, que están lejos de las nanoestructuras de Au, tienen una temperatura fija como la temperatura ambiente (293 K).

Como primer paso para la fabricación del dispositivo, primero se depositó una película delgada de oro de 200 nm de espesor y una capa espacial dieléctrica de Al2O3 con un espesor típico (200-270 nm) sobre una oblea de silicio fuertemente dopada con p cultivada con SiO2 térmico de 285 nm. utilizando evaporación por haz de electrones. Luego, se modelaron electrodos y conjuntos de nanoantenas de oro en los chips utilizando litografía de haz de electrones estándar, seguido de deposición térmica de Cr de 5 nm de espesor y Au de 50 nm de espesor y proceso de despegue (sumergiendo muestras en acetona durante 1 h). . A partir de entonces, los materiales termoeléctricos bidimensionales, como el grafeno (Gr), el fósforo negro (BP) y las nanoescamas de PdSe2, se exfoliaron mecánicamente de su cristal en masa y luego se transfirieron a la posición especial del chip con electrodos y metamateriales mediante un secado. método de transferencia.

La absorción óptica y el espectro de CD se obtuvieron utilizando un espectrómetro de infrarrojos por transformada de Fourier (FTIR, Bruker) con un microscopio (Thermo Fisher). Las luces polarizadas lineales y circulares se generan mediante el uso de un polarizador lineal y una placa de un cuarto de onda. Para los espectros de reflexión, se utilizó como referencia la misma muestra sin metamateriales quirales. La transmisión es insignificante debido a la placa trasera de oro ópticamente gruesa. Los espectros de absorbancia de los metamateriales se calcularon mediante la ecuación: Abs = (1-Ref) × 100%. La fotorespuesta polarizada se mide utilizando un sistema de medición de fotocorriente casero donde la luz infrarroja con diferentes estados de polarización se obtiene a partir de láseres cuánticos en cascada (Daylight Solutions, MIRcat) con alta pureza de polarización lineal (>100:1) y longitud de onda sintonizable en el espectro. rango de 4 a 8 μm combinando una placa de media onda y una placa de cuarto de onda, y luego se centró en las muestras utilizando una lente de enfoque IR de seleniuro de zinc con una distancia focal de 50 mm. Luego, el fotovoltaje generado se registró mediante una unidad medidora de fuente altamente sensible (Keysight, B2912A). Para la medición de la fotorespuesta a baja temperatura, el dispositivo se monta en un criostato de vacío con un controlador de temperatura. Aquí, hemos seleccionado tres longitudes de onda típicas en este trabajo basándonos en la longitud de onda operativa de la placa de media onda y la placa de cuarto de onda, 4,5 μm (Thorlabs, WPLH05M-4500 y WPLQ05M-4500), 5,3 μm (Thorlabs, WPLH05M-5300 y WPLQ05M-5300) y 7,0 μm (Edmund, n.° 85-121 y n.° 85-114). El ruido de voltaje se mide utilizando un amplificador lock-in (Zurich Instruments, HF2LI). Los datos de voltaje se recopilaron en 1 min con una constante de tiempo de 1 s y una frecuencia de referencia interna típica. La fotorespuesta temporal de baja frecuencia (<1 kHz) para el análisis de la velocidad de respuesta se midió utilizando un osciloscopio (Keysight, DSOX3054T) con la señal preamplificada (Stanford Research Systems, SR570) y un helicóptero óptico (Thorlabs, MC1F10A).

Las mediciones de imágenes se llevan a cabo mediante un sistema de imágenes casero. La luz infrarroja polarizada con diferentes estados de polarización se obtiene como se mencionó anteriormente. Se colocó una máscara óptica con la letra “NTU EEE” en el camino de la luz y su posición es controlada por dos motores paso a paso a lo largo de los ejes x e y. Al cambiar la ubicación de la máscara, las señales de fotorespuesta del dispositivo de tres puertos se amplifican mediante un preamplificador y se registran mediante un osciloscopio.

Los datos relevantes que respaldan los hallazgos clave de este estudio están disponibles en el artículo y en el archivo de información complementaria. Todos los datos sin procesar generados durante el estudio actual están disponibles a pedido del autor correspondiente QJW. Los datos originales se proporcionan con este documento.

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Esta investigación fue apoyada por el programa de la Fundación Nacional de Investigación de Singapur (NRF-CRP18-2017-02 (QJW) y NRF-CRP22-2019-0007 (QJW)) y la subvención A*STAR número A18A7b0058 (QJW), A20E5c0095 (YL, QJW) y A2090b0144 (QJW).

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Qi Jie Wang

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MD, YL y QJW concibieron el proyecto. MD realizó el análisis teórico y la simulación numérica con la ayuda de BQ, MY y SHMD realizó la fabricación de muestras con la ayuda de CWMD y llevó a cabo la caracterización del dispositivo con la ayuda de FW. Todos los autores discutieron los resultados. MD, YL y QJW escribieron el manuscrito con comentarios de todos los autores. QJW supervisó el proyecto.

Correspondencia a Yu Luo o Qi Jie Wang.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature Communications agradece a los revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo. Los informes de los revisores pares están disponibles.

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Dai, M., Wang, C., Qiang, B. et al. Detectores fototermoeléctricos de infrarrojo medio en chip para detección de Stokes completos. Nat Comuna 13, 4560 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-32309-w

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Recibido: 12 de abril de 2022

Aceptado: 25 de julio de 2022

Publicado: 05 de agosto de 2022

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

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