基于相變材料GST的紅外隱身多層膜設計與光譜性能研究

黎思睿, 李 佳, 劉 科, 2, 黃奕嘉, 李 玲, 周曉林

(1. 四川師范大學物理與電子工程學院, 成都610101；2.西南交通大學材料科學與工程學院, 成都611756)

1 引 言

傳統的紅外隱身材料多是在紅外大氣窗口具有低發射率的材料[1-6]. 此類偽裝材料的發射率固定且不可控. 當背景溫度發生變化時, 背景的輻射溫度和材料的輻射溫度往往不匹配, 因而失去偽裝能力[7]. 所以傳統的低發射率材料難以適應背景溫度變化情況下紅外隱身的需求. 為了實現在不同背景溫度條件下的紅外隱身, 我們需要研究具有可調發射率的紅外隱身材料. 根據基爾霍夫定律, 物體的發射率等于熱平衡狀態下的吸收率[8]. 所以要實現發射率可調, 就要實現吸收率可調. 此前, 已有研究者利用外加偏壓來改變石墨烯的電導率, 進而改變共振頻率, 實現電壓調頻吸收的可調諧吸收器[9]. 眾所周知, 石墨烯是一種由單層碳原子構成的二維材料, 具有不同費米能級的石墨烯的表面電導率不同[10]. 所以, 利用靜電摻雜等技術在一定范圍內調節石墨烯的費米能級, 即可實現可調諧超材料吸收器[10-13].

基于石墨烯的可調諧超材料吸收器需要持續地消耗能量來維持它的某一狀態. 相變材料是一種能在激光、溫度和外加電場等外部條件的刺激下實現從一個狀態到另一個狀態轉換的特殊材料[14-18]. Ge2Sb2Te5(GST)是一種常用于超材料設計的相變材料，且數據存儲領域GST已經被應用了多年[14]. GST是一種可以在晶態和非晶態之間轉換的材料[19]. 為了表述簡單, 我們將GST為非晶態時的結構稱為a-GST結構, 將GST為晶態時的結構稱為c-GST結構, 而將中間態GST構成的結構簡稱為 i-GST結構. 在紅外波段, 不同狀態的GST擁有不同的電磁性質, 晶態的GST (c-GST)在紅外大氣窗口為損耗材料, 而非晶態的GST(a-GST)在此波段為電磁透明材料[7, 20]. 更重要地是, 除非再次滿足相變條件, 否則在室溫下某一狀態的GST將維持多年, 即不需要額外的能量去維持GST的狀態穩定[20]. 本文正是利用該材料的特殊性質, 提出了一種基于GST的具有可調吸收率的紅外吸收器, 使之具有熱紅外隱身的潛在應用價值.

隨著科技的進步, 單一波段的隱身技術很難適應不斷發展的多波段探測技術, 因此多波段兼容隱身技術愈發顯得重要[21]. 已經有許多研究者開展了關于紅外-可見、紅外-雷達和紅外-激光兼容隱身的研究[1, 4, 6, 22]. 為了讓設計的結構能進一步實現可見光隱身, 我們利用結構生色原理獲得不同的表面顏色. 結構色主要是利用光和微納結構之間的相互作用產生顏色, 是基于干涉、衍射和散射的基本光學現象[23]. 本文利用薄膜干涉原理, 通過改變結構的薄膜厚度來改變結構的表面顏色, 同時維持結構的紅外吸收性能.

我們設計了一種利用單一多層膜結構實現吸收率可調諧, 且具備可調結構色功能的超材料吸收器. 該吸收器可同時實現在紅外及可見光兩個波段對電磁波的獨立調控功能, 使其具有與背景顏色融合的表面顏色且兼具紅外隱身能力. 在背景熱輻射和顏色不同的情況下，它可以偽裝自己, 實現紅外-可見光兼容隱身.

2 設計原理與結構

本文利用傳輸矩陣法計算整個結構的紅外吸收光譜. 傳輸矩陣法是一種常用于計算多層膜結構的計算方法. 它具有速度快、矩陣元素少、易于編碼的特點[27-28]. 這些特點使之很容易便能和各種優化算法結合, 用于不同功能的多層膜結構的優化設計[29]. 具體的設計和計算方法見我們之前的工作[30]. 底層Au的厚度固定為足以抑制透射的150 nm, 所以結構的透射近似等于0. 因此, 吸收性能可利用A=1-R來計算, 其中A代表吸收率,R代表透射率. 在使用遺傳算法優化設計過程中, 我們使用適應度函數objfun=R(λ), 其中λ=10.5 μm, 而R是利用傳輸矩陣法計算的波長為λ時結構的反射率. 優化變量為薄膜厚度, 即H1、H2和H3. 利用遺傳算法我們可以得到適應度函數最小時對應的薄膜厚度. 由于遺傳算法的隨機性, 經過多次優化后, 最佳的厚度為H1=180 nm,H2=100 nm和H3=345 nm.

圖1 吸波器的示意圖, 每層的厚度從頂部到底部分別記為H1,H2,H3和H4

表面顏色的調控是利用薄膜干涉條件實現的. 薄膜干涉生色是非常常見且簡單的結構色的來源[31]. 一般來說, 發生相消干涉的波長對應著反射谷的波長, 同理相長干涉對應著反射峰[32].

我們以最典型的單層薄膜干涉為例. 由于光從光疏介質射向光密介質時, 反射光會有半波損失, 所以薄膜是否附著在折射率較高的襯底上會影響薄膜干涉條件[23]. 對于附著在具有較高折射率的襯底上的薄膜, 干涉條件為：

2nfdcosθb=(m-1/2)λ1

(1)

2nfdcosθb=mλ1

(2)

其中,λ1為發生相消干涉的波長；λ2為發生相消干涉的波長；m為整數；θb為入射角；d和nf分別代表薄膜的厚度和折射率. 從干涉條件可知, 我們可以通過改變薄膜的厚度來改變發生干涉的波長. 同時, 薄膜的反射光譜也會發生變化, 由此可以得到不同顏色的薄膜.

在正入射時, c-GST結構的紅外吸收情況如圖2(a)中的紅實線所示. 吸收器在10.5 μm處有94.93%的最大吸收率. 且結構在8～13 μm的平均吸收率為65.59%. 而a-GST結構的紅外吸收情況如圖2(a)中的黑虛線所示, a-GST結構在8～13 μm的最大吸收率僅為9.19%, 且在該波段平均吸收率低達4.9%. 這說明此吸收器可在單一結構中通過改變GST的狀態實現最大吸收率從94.93%到9.19%的調控.

通過控制退火時間或溫度等外部條件使GST部分結晶, 可以得到中間態GST(i-GST)[7, 20]. 為了進一步說明所提出結構的吸收率的連續可調性, 我們還設計并模擬計算了不同的中間態GST構成的i-GST結構. i-GST的介電常數可由Lorentz-Lorenz關系獲得[7, 33]：

(3)

其中m代表GST的結晶率, 取值范圍為0～1；εc和εa分別代表晶態GST和非晶態GST的介電常數；εi代表中間態GST的介電常數. 由圖2(b)可得, 當中間態GST的結晶率逐漸上升時, 結構的吸收性能也有提升, 當結晶率為0.25、 0.5和0.75時, 結構的最大吸收率分別為23.15%、43.80%和70.51%, 而結構在8～13 μm的平均吸收分別為12.33%、25.37%和45.34%. 也就是說, 可以通過控制GST的相變來連續控制結構的吸收率. 具有這樣特點的吸收器可以應用于具有不同背景溫度的熱紅外隱身.

物體的表面顏色與其在可見光波段的反射光譜有關, 而結構色的產生主要與頂部的兩層薄膜反射有關. 計算過程中使用的ZnS和Ge的光學常數來自參考文獻[34-35]. 如圖2(c)所示, 該結構的反射光譜在462 nm處存在反射率約50.72%的反射峰, 也就是說, 在8～13 μm波段具有可調吸收率的同時, 還兼具特定的顏色.

此外, 因結構色的產生主要與頂部的兩層薄膜有關. 如圖1所示, 我們將頂部兩層定義為Part I, 剩下的底部兩層定義為Part II. 如圖2(c)所示, 首先, 我們分別模擬計算了只含Part I結構的可見光反射光譜(紅虛線), 以及包含Part I和Part II兩部分整體結構的反射光譜(黑實線). 研究表明, 在波長小于600 nm時, 兩種結構的可見光反射光譜的差別并不大, 兩條曲線基本重合. 其次, 如圖2(d)所示, 僅存在Part I結構的可見光透射光譜(藍虛線)中, 當波長小于600 nm時, 透射率非常小；而當波長大于600 nm時, 透射率開始增大, 但不高于10%. 這一現象與Ge在可見光波段的光學性質有關. Ge在可見光波段有著相對較高的消光系數, 是損耗材料[35]. 因此Part I中厚度為100 nm的Ge薄膜吸收耗損了大部分ZnS薄膜透射的光, 即入射的可見光大部分無法穿透Part I中的Ge薄膜. 由此, 結構色主要由頂層Part I 產生, 且實現了對可見光的獨立調控. 為了進一步說明頂層薄膜厚度對結構色顏色的調控功能, 頂層ZnS的厚度分別設計為150、180、210和240 nm, 反射光譜如圖3(a)所示, 由圖3(a)可知, 不同頂層厚度結構的可見光反射光譜對應的反射峰波長明顯不同. 如圖3(b)和3(c)所示, 計算了頂層厚度H1在130和260 nm之間變化時, 結構的CIE坐標值及其對應顏色, 并將其在CIE 1931色度圖中用黑點標出. 由圖3可知, 我們可以通過改變頂層ZnS的厚度改變結構的表面顏色, 進而使結構與環境融合, 實現偽裝. 同時考慮到結構的紅外吸收性能, 此結構可以分別通過控制頂層厚度和GST的相變過程, 調控相應波段的光譜, 實現可見和紅外的兼容隱身.

圖2 (a) a-GST結構(虛線)及c-GST結構(實線)的吸收光譜; (b) GST的結晶率不同時結構的紅外吸收光譜, 其中i-GST的結晶率分別為0.75(i-GST(3))、0.5(i-GST(2))和0.25(i-GST(1))；(c) 整個結構(實線)和僅存在Part I(虛線)的情況的可見光反射光譜; (d) 僅存在Part I結構的可見光反射(實線)和透射(虛線)光譜

圖3 頂層厚度對可見光反射光譜和表面顏色的影響: (a)模擬計算的吸波器在頂層厚度H1不同的情況下的可見光反射光譜; (b)在CIE1931色度圖中用黑點標記的H1以5 nm為步長從130 nm變化到260 nm的CIE(x,y)色度坐標; (c)結構的頂層厚度從130 nm變化到260 nm 的顏色及其對應色度圖坐標CIE(x, y)(線上彩色)

本文結構的紅外吸收主要歸功于GST本身的損耗特性以及干涉效應. 如前文所述, 在紅外波段c-GST是損耗材料, 而a-GST是無損材料，這與不同狀態GST結構的吸收率是對應的. 為了進一步說明結構和材料對吸收性能的影響, 我們計算了不同波長時不同狀態的GST結構的功率損耗密度分布. 如圖4(a)所示, c-GST結構中, 吸收大多發生在具有固有損耗的c-GST層中, 同時底部的Au層中只發生較少部分的吸收. 而如圖4(b)所示, 在a-GST結構中, a-GST層中并不存在吸收損耗, 只有底層Au中存在吸收, 這對應著a-GST結構小于10%的吸收. 這說明了c-GST的固有損耗對結構實現紅外吸收的貢獻.

為了實現a-GST結構的低吸收, 底層金屬我們選擇了低固有損耗的貴金屬Au. 作為對比, 我們模擬計算了底層金屬材料為高損耗的鎳鉻合金的結構的吸收率(結構參數分別為H1=180 nm,H2=100 nm,H3=270 nm和H4=150 nm). 如圖4(c)所示, 當GST為晶態時, 底層材料Au和鎳鉻合金的結構都有大于90%的最大吸收率. 而且底部金屬為鎳鉻合金的c-GST結構的吸收帶寬更寬, 這是因為鎳鉻合金本身具有高固有損耗. 如圖4(d)所示, 當結構中的GST為非晶態, 底部材料為鎳鉻合金的結構的最大吸收率仍高達94.52%, 而平均吸收高達69.41%. 即底部材料為鎳鉻合金的結構不能通過調節GST的狀態調節結構的紅外吸收率. 因此, 鎳鉻合金之類的高損耗金屬材料不適合作為吸收率可調的超材料吸收器的底層金屬.

圖4 功率損耗密度隨波長和位置變化的分布和不同底部材料的結構的吸收光譜: 在8～13 μm范圍內, (a) c-GST結構及 (b) a-GST結構功率損耗密度隨波長和位置變化的分布; 底層材料分別為Au和鎳鉻合金時, (c) c-GST結構和(d) a-GST結構的吸收光譜(線上彩色)

由前面的分析可知, 設計的結構可以通過改變頂層薄膜厚度改變結構的表面顏色, 實現對可見光的獨立調控. 因此有必要探究頂層薄膜厚度的變化是否對結構的紅外吸收性能有較大影響. 圖5(a)計算了頂層ZnS厚度在130～260 nm范圍內變化時, 結構在8～13 μm的吸收光譜. 可以看出, 當頂層厚度變化時, 結構仍保持著出色的吸收表現, 其最大吸收率始終大于94%. 這意味著頂層厚度的變化對吸波器的吸收性能影響較小, 不會造成結構的吸收性能明顯下降.

圖5 頂層厚度和入射角對結構吸收性能的影響: (a)模擬計算的吸波器在頂層厚度H1不同的情況下的紅外吸收率; (b)TE模式和(c)TM模式下入射角為0°到60°時的吸收圖譜; (d)入射角不同時結構對TE和TM極化的平均吸收率(ATE+ATM)/2

在實際應用中, 入射角對結構吸收性能的影響同樣值得探究. 如圖5(b)～5(d)展示了入射角在0°到60°變化時, 結構在8～13 μm的吸收光譜. 無論是TE極化波(圖5(b))還是TM極化波(圖5(c)), 結構的吸收率都受到入射角的影響，但是受影響的情況不同. 對TE波而言, 結構的紅外吸收率的最大值隨著入射角增大的而變化, 當入射角為50°時, 結構的最大吸收率可達99.97%, 大于正入射時的94.93%. 吸收峰的位置并未發生明顯移動, 仍約為10.5 μm. 而且隨著入射角的增大吸收峰的帶寬略有降低, 吸收大于70%的帶寬由正入射時的2.46 μm下降為入射角為60°時的1.77 μm. 對TM波而言, 吸收性能隨著入射角的增加而逐漸降低, 當入射角為60°, 結構的最大吸收率下降為81.95%, 且吸收峰的位置移動至9.57 μm. 因為紅外攝像機同時接受TE和TM兩種極化的輻射, 所以我們還計算了吸收器的TE和TM極化的平均吸收率((ATE+ATM)/2). 由圖5(d)可知, 吸收器對TE和TM極化波的吸收率的平均值不敏感. 也就是說, 我們設計的結構的紅外隱身性能對觀測角度不敏感.

4 總 結

本文設計了一種利用簡單的多層膜結構同時實現可調表面結構色顏色和可調紅外吸收率的超材料吸收器. 通過將傳輸矩陣法和遺傳算法結合, 完成了多層膜結構的優化設計. 設計的結構表面顏色可以通過改變頂層薄膜的厚度進行變化. 同時, 我們利用晶態和非晶態的GST在8～13 μm相差較大的介電常數性能, 通過改變GST的結晶狀態，在單一結構中設計實現了吸收率從94.93%到9.19%的變化. 該結構能在紅外及可見光兩個波段獨立地實現對電磁波的調控, 使其具有紅外-可見兼容隱身的潛在應用. 對電磁隱身超材料的設計和實驗制備具有指導和借鑒意義.