Dispositif de détection réfractométrique optoélectronique pour les gaz basé sur un arc diélectrique

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 18355 (2022) Citer cet article

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Une correction de l'auteur à cet article a été publiée le 02 février 2023

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La transformation d'une cellule solaire en silicium amorphe hydrogéné (aSiH) en un capteur optoélectronique réfratométrique a été possible grâce à l'ajout de structures diélectriques résonnantes en nœud papillon. L'électrode supérieure en oxyde transparent d'indium est remplacée par une fine couche métallique pour empêcher sélectivement la transmission directe de la lumière vers la couche active de la cellule. Ensuite, un réseau de structures diélectriques en nœud papillon est placé au-dessus de cette électrode, pour activer l'absorption optique par résonance plasmonique de surface (SPR). L'ensemble du dispositif est exposé à l'analyte mesuré, qui est le milieu environnant. Trois matériaux diélectriques différents avec un indice de réfraction faible, moyen et élevé ont été sélectionnés pour les nœuds papillon, à savoir le fluorure de magnésium (MgF\(_2\)), le dioxyde de silicium (SiO\(_2\)) et le nitrure d'aluminium (AlN) ont été testés comme structure de couplage pour l'excitation SPR. La maximisation du courant de lecture/court-circuit a été obtenue grâce aux paramètres géométriques d'une telle structure. Nous avons sélectionné les paramètres géométriques pour maximiser le courant de court-circuit délivré par la cellule a-Si à une longueur d'onde sélectionnée donnée. La conception a été adaptée aux applications de mesure de gaz, où l'indice de réfraction est légèrement supérieur à 1 autour de 10\(^{-4}\). Notre analyse révèle une sensibilité ultra-élevée de \(2.4 \times 10^4\) (mA/W)/RIU, et un facteur de mérite FOM= 107 RIU\(^{-1}\), lorsque le nœud papillon est en SiO\(_2\). Un rallye de performances compétitif par rapport à ceux précédemment rapportés dans la littérature, avec l'avantage supplémentaire de contourner à la fois les pièces mobiles et les éléments d'interrogation spectrale.

La détection optique basée sur l'effet plasmonique a été appliquée dans de nombreux domaines au cours des trois dernières décennies1,2. Cette technologie a été démontrée pour l'identification des matériaux3, l'assurance qualité alimentaire4, la colorimétrie5, les tests de qualité environnementale6 ou les applications de biodétection7. En se concentrant sur les applications environnementales, des appareils à haute résolution et sensibilité sont nécessaires pour détecter de très petites quantités de polluants atmosphériques comme les hydrocarbures, les composés organiques volatils, les risques microbiologiques, etc.8,9,10,11,12,13,14. Le suivi de la qualité et de la composition de l'air peut se faire par la mesure de son indice de réfraction15,16, qui dépend également d'autres paramètres physiques (température et pression), et de la composition chimique de l'atmosphère (humidité, présence de spécimens naturels ou artificiels)17. Par conséquent, un capteur réfractométrique peut vérifier si certaines conditions prédéfinies sont remplies ou si un échantillon connu fait varier sa concentration.

En raison de leur réponse sélective étroite, les dispositifs optoélectroniques basés sur les résonances plasmoniques de surface (SPR) sont l'une des solutions pour la surveillance et la détection environnementales18,19. Cette technologie peut être appliquée à la détection de gaz20, à la détection d'indice de réfraction21,22,23,24 et à la détection chimique25. Ils peuvent également être inclus dans des capteurs multifonctionnels et multiparamétriques26. Le capteur plasmonique peut être interrogé angulairement, spectralement et optoélectroniquement. Lors de l'utilisation de la dépendance angulaire de la réponse plasmonique, le système nécessite généralement des pièces mobiles et un goniomètre de haute précision ou des systèmes de lecture intégrés coûteux27. Il en va de même pour l'interrogation spectrale : elle nécessite des monochromateurs à haute résolution dans les bras d'illumination et/ou de détection28. La méthode d'interrogation opto-électronique pure bénéficie du signal électrique délivré par le capteur lui-même sans avoir besoin de pièces mobiles et/ou de monochromateurs. Ce fait facilite les sous-systèmes d'interrogation et rend le capteur plus compact et plus fiable29.

Une cellule solaire peut être considérée comme un détecteur de lumière déjà fabriqué et peu coûteux. Bien que conçu comme un détecteur photovoltaïque à large spectre, il peut être facilement transformé pour répondre sélectivement grâce à l'excitation des SPR générés par des métasurfaces nanostructurées30. Dans son ensemble, le dispositif personnalisé devient un capteur optoélectronique auto-alimenté20. Les cellules solaires à couches minces organiques et inorganiques sont les meilleurs candidats pour les dispositifs de détection à faible coût, légers et compacts31. Parmi elles, les cellules en silicium amorphe hydrogéné (aSiH) sont des dispositifs commerciaux qui utilisent un matériau abondant, non toxique et stable32,33 à un prix tout à fait abordable. Ensuite, aSiH sera considéré dans cet article comme le dispositif de base qui sera transformé pour fonctionner comme un capteur de gaz réfractométrique interrogé opto-électroniquement34.

Dans cette contribution, nous analysons numériquement et décrivons quantitativement comment modifier une cellule aSiH pour détecter les changements dans les atmosphères contrôlées. Bien que plusieurs technologies optiques aient été appliquées pour détecter les changements réfractométriques dans les gaz15,16, la plupart d'entre elles sont coûteuses et complexes à utiliser. Notre système est basé sur la réponse opto-électronique sélective d'une cellule solaire où sa surface exposée est peuplée de structures diélectriques résonnantes en nœud papillon reposant sur une électrode frontale métallique à couche mince qui remplace la couche transparente classique d'ITO.

Un package de simulation COMSOL Multiphysics basé sur la méthode des éléments finis est utilisé pour résoudre les équations de Maxwell pour la distribution des champs optiques à l'intérieur de chaque couche dans le modèle tridimensionnel du dispositif. Ces champs sont utilisés pour calculer l'absorption à chaque couche. Le courant extrait du dispositif est directement proportionnel à l'absorption dans la couche active du dispositif. Enfin, nous pondérons ce courant à la puissance optique incidente pour obtenir la sensibilité18. Le domaine de modélisation est une petite cellule unitaire ou le bloc de construction d'un grand réseau, qui est répété transversalement en appliquant des conditions aux limites périodiques. Un port d'excitation avec une longueur d'onde, une intensité et une orientation personnalisées est placé au-dessus de l'ensemble de la structure en tant que source d'éclairage. Au sommet de la source d'éclairage, nous plaçons une couche d'adaptation parfaite (PML) pour absorber les ondes réfléchies et les empêcher d'interférer faussement avec la lumière entrante. En bas, les couches de cellules sont empilées successivement les unes sur les autres avec le nœud papillon au-dessus d'elles. Cette dernière structure excite des ondes plasmoniques de surface à la surface de la couche métallique35. Cette excitation se produit lorsqu'une onde plane ayant son vecteur magnétique le long de l'axe \(y-\) - le grand axe du nœud papillon - atteint la nanostructure dans des conditions d'incidence normales. Dans ce cas, les ondes de plasmon de surface se propageront le long de la direction de l'axe \(x-\). Nous sélectionnons l'amplitude du champ magnétique comme \(H_{y0}= 1\) A/m, étant le vecteur champ magnétique \(\mathbf {H} = (0, H_{y0}e^{-ik_z.z}, 0)\). La source lumineuse émet à \(\lambda = 632,8 \) nm qui éclaire l'appareil avec une irradiance de 50 mW/cm\(^2\). Cette valeur est réalisable en utilisant des lasers à diodes ordinaires. En fait, on peut sélectionner n'importe quelle source optique monochromatique dont la longueur d'onde située dans la bande d'absorption du dispositif est bien plus large que la largeur spectrale de la plupart des diodes laser36,37. Ensuite, nous pouvons optimiser la période de la conception pour qu'elle fonctionne pour la longueur d'onde sélectionnée.

En électromagnétisme computationnel, la sélection d'un maillage approprié est un facteur clé pour assurer des résultats fiables et robustes. Dans notre cas, les domaines physiques utilisent des éléments tétraédriques tandis que la couche d'adaptation parfaite (PML) utilise un maillage prismatique. La densité des éléments de maillage est liée à la dimension de la plus petite structure et doit être égale ou inférieure à \(\lambda /5\)38,39. Un maillage plus fin conduit à une meilleure convergence de la solution au prix d'une augmentation des ressources de calcul. Compte tenu de ces critères et considérant que notre cellule unitaire ne contient pas de structures minuscules extrêmes, nous avons sélectionné une taille de maille minimale autour de \(\lambda /10\) pour la région proche des interfaces, et \(\lambda /7\) pour les domaines plus larges. Le nombre moyen d'éléments de maillage atteint \(10^5\).

La structure en couches d'une cellule solaire à couche mince aSiH conventionnelle est présentée sur la figure 1a. Lorsque la lumière provient du substrat (par le haut), elle trouve les matériaux et couches suivants : SiO\(_2\) substrat de verre—oxyde d'indium et d'étain, ITO, électrode transparente (100 nm d'épaisseur)—ptype aSiH (paSiH) couche tampon (17 nm d'épaisseur)—intrinsic aSiH (iaSiH) couche active (400 nm d'épaisseur)—ntype aSiH (naSiH) couche tampon (22 nm d'épaisseur) )-oxyde de zinc dopé aluminium, AZO (épaisseur 100 nm)-électrode réfléchissante aluminium (épaisseur 200 nm)33,40. Ce dispositif a une absorption à large bande au niveau de la couche active iaSiH dans la gamme spectrale (300–720) nm, combinée à une faible réflectance totale due à la transparence de l'électrode ITO.

( a ) Structure en couches d'une cellule solaire à couche mince aSiH conventionnelle avec une électrode transparente supérieure en ITO. (b) Le même dispositif où ITO est remplacé par un contact métallique non transparent en Ag. ( c ) Absorption au niveau de la couche active et réflectance totale d'une cellule solaire à couche mince aSiH conventionnelle avec électrode ITO (\(A_\mathrm{ITO}\), \(R_\mathrm{ITO}\)) et pour le dispositif avec électrode Ag (\(A_\mathrm{Ag}\), \(R_\mathrm{Ag}\)).

Dans notre conception, nous remplaçons l'électrode transparente supérieure, ITO, par une électrode en argent de 40 nm d'épaisseur (voir Fig. 1b). L'argent est sélectionné en raison de sa réponse plasmonique étroite. Cependant, si la robustesse aux agents environnementaux est un problème, comme cela pourrait arriver avec des analytes liquides, nous pouvons passiver cette couche en ajoutant une très fine couche d'or qui n'affecte pas le comportement global du système41. La réponse du dispositif avec structure en couches Fig. 1a est illustrée sur la Fig. 1c, où nous représentons l'absorption de la couche active, qui sera liée au courant de court-circuit délivré par la cellule, \(A_\mathrm{ITO}\), et la réflexion totale de la cellule \(R_\mathrm{ITO}\), où l'indice \(\mathrm{ITO}\) fait référence à la présence de l'électrode transparente. Ces caractéristiques sont essentielles lors de la personnalisation de l'appareil pour qu'il fonctionne comme un récupérateur d'énergie solaire efficace basé sur la conversion photovoltaïque33. Cependant, pour le dispositif de la Fig. 1b en raison de ce remplacement d'électrode, l'absorption au niveau de la couche active est fortement réduite et la majeure partie de la lumière entrante est réfléchie (voir \(A_\mathrm{Ag}\) et \(R_\mathrm{Ag}\) sur la Fig. 1c). La couche Ag empêche l'utilisation du dispositif comme élément de récupération d'énergie et prépare la structure pour l'étape suivante où les SPR génèrent la réponse sélective souhaitée. L'épaisseur de la couche d'Ag est fixée à 40 nm pour faciliter la transmission du SPR vers la couche active. Une couche plus fine ne serait pas assez sélective, et une couche plus épaisse bloquerait fortement la lumière atteignant la couche active. Cette valeur se situe dans la plage précédemment rapportée dans la littérature pour les dispositifs basés sur la génération de SPR42,43,44. Du point de vue de la fabrication, la conception est inversée, étant la contre-électrode en Al directement déposée sur le substrat (voir Fig. 1b) tandis que l'incidence est vers l'électrode en argent métallique. La réponse du dispositif retourné est indépendante du matériau du substrat, permettant l'utilisation de substrats en plastique flexibles et peu coûteux. Cette conception bloque fortement la transmission directe de la lumière vers la couche active, délivrant une réponse photoélectrique assez faible. L'étape suivante consiste à activer sélectivement l'absorption en excitant un SPR. Notre proposition incorpore un réseau périodique de structures en nœud papillon qui disperse la lumière et excite les résonances plasmoniques avec une forme de ligne étroite. Le champ optique à l'intérieur de la couche active est grandement amélioré à la longueur d'onde de résonance du mode SPR. Ainsi, les caractéristiques de réponse spectrale étroite du SPR sont traduites en réponse de la cellule. Bien que de nombreux nano-objets puissent être appliqués à cette fin, nous avons choisi une structure résonnante en nœud papillon diélectrique car elle possède des capacités de diffusion à large bande45. Cela génère une réponse plasmonique multimode lorsqu'il est placé à proximité d'un film métallique mince. De plus, le choix d'un matériau diélectrique transparent pour le nœud papillon réduit les pertes de réflexion et d'absorption de l'objet lui-même.

Une représentation 3D de la conception proposée est illustrée à la Fig. 2a. La cellule unitaire, marquée dans le coin inférieur gauche du tracé et détaillée à la Fig. 2b. En bas, les couches de cellules empilées successivement les unes sur les autres avec le nœud papillon au-dessus d'elles.

(a) Représentation 3D du dispositif proposé avec un éventail infini de structures résonnantes en nœud papillon. La cellule unitaire est mise en surbrillance dans le coin inférieur gauche. (b) Disposition détaillée de la cellule unitaire, y compris le port d'excitation, la condition aux limites représentée sous forme de conditions périodiques sur les surfaces latérales et sous la forme d'une couche d'adaptation parfaite (PML) sur le dessus, la structure multicouche de l'appareil, le milieu d'analyte supérieur et le substrat. L'index de couleur au milieu définit tous les matériaux inclus dans l'appareil. (c) Vue de dessus et de côté de la structure proposée avec tous les paramètres géométriques.

Les domaines supérieur (analyte) et inférieur (substrat) sont définis comme semi-infinis. Sur la figure 2c, les paramètres géométriques de la cellule unitaire en nœud papillon sont représentés. L'antenne nœud papillon a deux éléments de forme triangulaire de largeur de base BW et de longueur L, séparés par un espace, g, de sorte que la longueur totale du nœud papillon est \(L_t=2L+g\). La structure diélectrique est centrée dans un rectangle ayant la taille suivante

où S est la séparation entre les nœuds papillons le long de chaque direction (on considère la même séparation le long des axes \(x-\) et \(y-\)), et \(P_x\) et \(P_y\) sont les périodes spatiales de l'arrangement infini de la cellule unitaire. Un paramètre géométrique supplémentaire de la cellule unitaire est l'épaisseur du nœud papillon diélectrique, BH. Dans le tableau 1, nous résumons la géométrie et le choix des matériaux des couches de la structure proposée. Chaque couche du dispositif est définie à l'aide de ses données d'indice de réfraction complexe dépendant de la longueur d'onde obtenues à partir de sources reconnues, comme indiqué dans le tableau 1.

Chaque optimisation commence par la définition d'une fonction de mérite significative qui décrit le mieux les performances souhaitées de l'appareil. Dans notre cas, nous voulons maximiser le courant de court-circuit délivré par le détecteur, \(J_\mathrm{sc}\). Cette valeur est proportionnelle à l'absorption au niveau de la couche active du dispositif. Par conséquent, notre fonction de mérite est cette absorption \(A_\mathrm{iaSiH}\), qui a déjà été évaluée sur la figure 1c. Nous ferons une évaluation de l'absorption dans la couche active de la cellule en fonction des paramètres géométriques du nœud papillon BW, et S pour différents matériaux de nœud papillon.

Pour notre première étape d'optimisation, nous avons défini la hauteur du nœud papillon sur \(BH=150\) nm et l'écart entre les deux parties triangulaires sur \(g=20\) nm. Par souci de simplicité, la base et la longueur des parties triangulaires du nœud papillon sont égales, \(BW=L\). Ensuite, nous ne travaillons qu'avec S et BW comme paramètres libres pour présenter des cartes bidimensionnelles de la fonction de mérite. Cette analyse est faite pour trois matériaux diélectriques du nœud papillon. Ces matériaux sont MgF\(_2\) (\(n_a \approx \) 1,37), SiO\(_2\) ((\(n_a \approx \) 1,47) et AIN ( \(n_a \approx \) 2,1). Ces trois matériaux correspondent respectivement à un indice de réfraction faible, moyen et élevé à \(\lambda =632,8 \) nm.

Absorption dans la couche active en fonction des paramètres BW et S du nœud papillon. Les matériaux du nœud papillon sont (a) MgF\(_2\), (b) SiO\(_2\) et (c) AlN. Les cercles en pointillés représentent l'emplacement de l'absorption maximale au niveau de la couche active de la cellule. ( d ) Absorption spectrale au niveau de la couche active pour les paramètres optimisés sélectionnés pour chaque matériau. Le rôle de la séparation de l'écart entre les parties triangulaires du nœud papillon, g, est illustré en (e), et la dépendance par rapport à l'épaisseur de la structure diélectrique, BH, est tracée en (f), pour les trois matériaux diélectriques considérés dans cette analyse. Tous ces calculs ont été effectués à \(\lambda =632,8\) nm (sauf pour la sous-parcelle d).

La taille du nœud papillon diélectrique BW règle sa diffusion spectrale, tandis que la séparation, S, détermine la force du couplage entre les nœuds papillon adjacents. Les deux effets ont un impact direct sur la localisation spectrale et la forme des SPR excités par la structure. Les figures 3a à c sont des cartes de la fonction de mérite en termes de BW et S pour les trois matériaux diélectriques analysés (MgF\(_2\), SiO\(_2\) et AIN). Nous pouvons voir qu'une absorption plus élevée est obtenue pour de faibles valeurs de S, ce qui signifie des nœuds papillons plus rapprochés. À partir des tracés, nous pouvons définir une séparation optimale d'environ \(S=145, 260, 180\) nm pour MgF\(_2\), SiO\(_2\) et AIN, respectivement. L'analyse comparative de ces cartes permet de conclure que l'absorption maximale au niveau de la couche active apparaît pour des valeurs plus faibles du BW du nœud papillon lorsque l'indice de réfraction du nœud papillon augmente. Nous trouvons cette absorption maximale à \(BW= 415, 320, 260\) nm pour MgF\(_2\), SiO\(_2\) et AIN, respectivement.

Une caractéristique assez intéressante est que la valeur maximale de l'absorption est à peu près la même pour les trois matériaux considérés dans cette analyse, étant SiO\(_2\) celui présentant la valeur la plus élevée. Pour comparer les réponses de l'appareil pour tous les matériaux, nous avons calculé l'absorption spectrale (voir Fig. 3d). Cette analyse montre comment la largeur de raie est plus étroite pour SiO\(_2\) et MgF\(_2\). Cependant, le contraste entre l'indice de réfraction de l'analyte (n\(_a\) proche de 1) et le diffuseur est plus grand pour SiO\(_2\) que pour MgF\(_2\). Ce fait sera important lorsque l'on considère le changement de signal obtenu lorsque l'indice de réfraction de l'analyte varie47.

Après avoir optimisé l'absorption au niveau de la couche active avec un choix approprié de la géométrie (en tenant compte de BW et S) et des matériaux, nous avons analysé le rôle des paramètres géométriques restants. Lorsque la séparation de l'écart entre les parties du nœud papillon diélectrique, g, augmente, nous observons une diminution légère, mais constante, de l'absorption au niveau de la couche active (voir 3e), en particulier pour g supérieur à 40 nm. En revanche, cette absorption présente un maximum pour une valeur de \(BH=150\) nm (voir Fig. 3f), permettant un écart raisonnable par rapport à cette valeur (\(\pm 10\) nm) sans réduction significative de l'absorption. Ainsi, pour les structures SiO\(_2\), les valeurs retenues pour ces deux paramètres sont : \(g=20\) nm, et \(BH=150\) nm.

Un tracé linéaire pour la composante y du champ magnétique à travers tout l'appareil sans le nœud papillon (ligne noire) et avec le nœud papillon en MgF\(_2\) (ligne verte), SiO\(_2\) (ligne rouge) et AlN (ligne bleue). Le champ magnétique à l'intérieur de la couche active est grandement amélioré en raison de l'excitation des SPR lors de l'inclusion des nœuds papillons. L'encart concerne la composante y de la distribution du champ magnétique \(H_y \) dans le plan xy à \( \lambda = 632,8\) nm pour la structure plane (sans éléments résonnants) et le cas des nœuds papillon fabriqués avec les trois matériaux sélectionnés.

Pour mieux comprendre le comportement électromagnétique de l'appareil, nous avons tracé le module du champ magnétique le long de l'axe z traversant toutes les couches de l'appareil à la longueur d'onde de résonance, \(\lambda \)=632,8 nm. La figure 4 montre cette ligne pour l'appareil avec le nœud papillon en MgF\(_2\) (ligne verte), SiO\(_2\) (ligne rouge), AlN (ligne bleue) et pour l'appareil sans nœud papillon (ligne noire). Le champ magnétique atteint sa valeur maximale dans la région proche de l'interface métal/diélectrique, où les SPR sont excités à l'aide du nœud papillon. Le champ magnétique dans la couche active et à l'interface est très important pour le dispositif avec nœud papillon par rapport au dispositif sans nœud papillon. La profondeur de pénétration du champ au milieu de l'analyte au-dessus de la cellule est la plus grande pour SiO\(_2\) et la plus faible pour AlN. Cela signifie un volume d'interaction plus élevé pour le SPR généré par le nœud papillon SiO\(_2\), et donc plus de sensibilité aux variations de l'analyte. Cet effet améliore la puissance optique disponible au niveau de la couche active, générant une réponse photovoltaïque plus importante. L'encart de la figure 4 concerne la distribution spatiale du champ magnétique au plan xz pour le dispositif utilisant chaque matériau de nœud papillon, montrant les maxima de décroissance caractéristiques SPR et le champ correspondant dans la couche active. Le cas de la structure cellulaire planaire, sans éléments résonnants, est également tracé sur la figure, montrant comment le champ est amélioré lors de l'inclusion de la disposition en nœud papillon.

La performance de détection d'un capteur réfractométrique est évaluée par la sensibilité, \(S_B\), et le FOM18 pour les paramètres géométriques et le choix du matériau déjà discutés précédemment à la longueur d'onde de \(\lambda =632,8 \) nm, qui est une constante dans notre conception.

Notre conception est interrogée électroniquement, puis sa sensibilité, \(\mathcal{R}\), est définie comme le quotient entre le courant extrait de l'appareil, \(I_\mathrm{signal}\) , et la puissance optique incidente \(P_\mathrm{input} \). Comme prévu pour un capteur plasmonique, \(\mathcal{R}\) est une fonction de l'indice de réfraction de l'analyte.

La sensibilité de ce capteur peut être obtenue à partir de la variation de \(\mathcal{R}_{S}\) par rapport à l'indice de réfraction de l'analyte, \(n_a\)48,49.

et le FOM est également redéfini en termes de réactivité, \(\mathcal{R}_{S}\)48,49 comme :

Un gaz sous pression atmosphérique présente une très faible variation de l'indice de réfraction (d'un ordre de grandeur de 10\(^{-4}\)) lorsque les paramètres physiques ou chimiques de l'atmosphère testée varient. Par exemple, la différence entre les indices de réfraction du vide, \(n_\mathrm{vacuum}=1\), et de l'air est dans le quatrième chiffre décimal : \(n_\mathrm{air}=1.000298\). Cette valeur est liée à leur teneur relative en azote (\(n_{\mathrm{N}_2}=1,000297\)) et en oxygène (\(n_{\mathrm{O}_2}=1,000272\))50. La détection de ces infimes variations nécessite des appareils à haute résolution50.

Réactivité, \(\mathcal{R}\), en fonction de l'indice de réfraction de l'analyte, \(n_a\), pour l'appareil avec la géométrie optimisée du nœud papillon en MgF\(_2\) (carrés noirs), SiO\(_2\) (cercles noirs) et AlN (étoiles noires). L'ajustement linéaire de ces données simulées est tracé en vert pour MgF\(_2\), en rouge pour SiO\(_2\) et en ligne pour AlN. Les valeurs de \(S_B\) et FOM sont répertoriées dans le tracé. L'appareil est éclairé par une source de lumière monochromatique, \(\lambda =632,8 \) nm.

Pour notre dispositif, l'analyte est en contact avec le nœud papillon diélectrique et la couche métallique avant. Le signal électrique délivré par le système est généré par la puissance optique absorbée au niveau de la couche active, qui est renforcée par l'excitation du SPR. La dépendance de la résonance plasmonique avec l'indice de réfraction de l'analyte fournit la fonctionnalité souhaitée du dispositif. L'appareil est très sensible à la présence de contenu gazeux dans l'air. par exemple, en utilisant l'appareil avec nœud papillon en SiO\(_2\), la sensibilité de l'appareil passe de 219 mA/W pour l'air à 215,6 mA/W si l'air est remplacé par du CO\(_2\). A ce stade, rappelons que les capteurs réfractométriques ne réagissent qu'aux changements d'indice de réfraction de l'environnement, sans tenir compte de l'origine réelle de ce changement. Ensuite, l'utilisation quantitative de notre conception doit être limitée au cas des atmosphères fermées, où les espèces de gaz sont connues et non modifiées. Les valeurs de sensibilité de l'appareil avec un nœud papillon fait de chaque matériau en fonction de l'indice de réfraction de l'analyte, \(n_a\) sont présentées à la Fig. 5. Les valeurs \(S_B\) extraites de la pente de l'ajustement linéaire pour chaque ensemble de données, et révélées comme 1,58x10\(^4\)(mA/W)/RIU, 2,4x10\(^4\) (mA/W)/RIU, et 558 (m A/W)/RIU, pour l'appareil avec un lien bwo en MgF\(_2\), SiO\(_2\) et AlN, respectivement. Les FOM correspondants pour chaque cas sont obtenus en divisant le \(S_B\) sur la réactivité maximale pour chaque ensemble de données, ce qui révèle un 70 1/RIU, 107 1/RIU et 2,55 1/RIU pour l'appareil avec un bwo-tie en MgF\(_2\), SiO\(_2\) et AlN, respectivement.

Dans cette contribution, nous avons profité de la maturité des cellules solaires photovoltaïques aSiH. L'ajout d'une métasurface personnalisée constituée d'un réseau de nœuds papillon diélectriques au-dessus d'une couche métallique a transformé le dispositif de récupération d'énergie en un capteur réfractométrique. Dans cette transformation, nous avons également remplacé l'électrode transparente par une électrode métallique en couche mince. Cette couche métallique est suffisamment épaisse pour exciter des résonances plasmoniques fortement dépendantes de l'indice de réfraction de l'analyte. Le principal avantage de cette approche est que le changement de l'indice de réfraction de l'analyte se traduit par la réponse du dispositif, permettant une conception et un fonctionnement plus simples. Ensuite, le capteur est interrogé opto-électroniquement. L'absorption optique est maximisée par les paramètres géométriques de la disposition en nœud papillon grâce à l'excitation du SPR. Par conséquent, nous avons analysé en détail comment la géométrie peut être adaptée pour améliorer l'absorption au niveau de la couche active et générer une réponse assez sélective en longueur d'onde et en indice de réfraction liée aux conditions d'excitation de SPR. Le dispositif peut être actionné en exposant le réseau en nœud papillon et le film mince avant métallique à l'atmosphère. En tant que capteur, ses performances sont quantitativement données par la valeur de sa sensibilité de \(S_B= 2,4 \times 10^4\) (mA/W)/RIU, et \(\text{ FOM } = 107\) (1/RIU) pour le cas des nœuds papillon en SiO\(_2\).

En résumé de cette contribution, notre conception proposée ouvre la voie à l'incorporation d'un capteur réfractométrique plasmonique dans des conceptions plus simples et plus compactes, simplement en exploitant les avantages des technologies photovoltaïques et des métasurfaces.

Les ensembles de données utilisés et analysés au cours de la présente étude sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Une correction à cet article a été publiée : https://doi.org/10.1038/s41598-023-29200-z

Xu, Y. et al. Capteurs optiques d'indice de réfraction à structures plasmoniques et photoniques : vérité prometteuse et incommode. Adv. Opter. Mater. 7, 1801433 (2019).

Article Google Scholar

Butt, M., Khonina, S. & Kazanskiy, N. Plasmonics : Une nécessité dans le domaine de la détection - une revue. Fibre Intégr. Opter. 40, 14–47 (2021).

Annonces d'article Google Scholar

Saylan, Y., Akgonuu, S. & Denizli, A. Capteurs plasmoniques pour la surveillance des agents de menace biologiques et chimiques. Biocapteurs 10, 142 (2020).

Article CAS Google Scholar

Tseng, S.-Y. et coll. Capteurs plasmoniques à base de papier pour moniteur de qualité alimentaire préparés par nanoimpression inversée pour une détection rapide des odorants d'amines biogènes. ACS Appl. Mater. Interfaces 9, 17306–17316 (2017).

Article CAS Google Scholar

Zeng, J. et al. Nanostructures plasmoniques anisotropes pour la détection colorimétrique. Nano Aujourd'hui 32, 100855 (2020).

Article CAS Google Scholar

Bendicho, C., Lavilla, I., Pena-Pereira, F., de la Calle, I. & Romero, V. Plates-formes de cellulose intégrées aux nanomatériaux pour la détection optique des métaux traces et des espèces anioniques dans l'environnement. Capteurs 21, 604 (2021).

Article ADS CAS Google Scholar

Mejía-Salazar, J. & Oliveira, ON Jr. Biodétection plasmonique : Focus review. Chim. Rév. 118, 10617–10625 (2018).

Article Google Scholar

Kreno, LE, Hupp, JT & Van Duyne, RP Film mince à structure métallo-organique pour une meilleure détection localisée des gaz de résonance plasmon de surface. Anal. Chim. 82, 8042–8046 (2010).

Article CAS Google Scholar

Chakraborty, U., Kaur, G. & Chaudhary, GR Développement de nanocapteurs environnementaux pour la surveillance et l'évaluation de la détection. Nouvelle Façade. Nanomère. Environ. Sci. 20, 91–143 (2021).

Article Google Scholar

Nangare, S. & Patil, P. Capteur de résonance de plasmon de surface hautement sensible et sélectif à base de nanostructure de phosphore noir pour la détection biologique et chimique : une revue. Criti. Rev. Analyt. Chim. 20, 1–26 (2021).

Google Scholar

Wang, Y. et al. Détection des polluants de l'eau par le p-crésol basée sur une fibre optique conique modifiée par des nanoparticules d'au-zno. IEEE Trans. NanoBiosci. 20, 20 (2021).

Article Google Scholar

An, X., Erramilli, S. & Reinhard, BM Nano-antimicrobiens plasmoniques : propriétés, mécanismes et applications dans l'inactivation et la détection des microbes. Nanoscale 13, 3374–3411 (2021).

Article CAS Google Scholar

Hromadka, J. et al. Mesures multiparamètres à l'aide de réseaux longue période à fibre optique pour la surveillance de la qualité de l'air intérieur. Sens. Actionneurs B Chem. 244, 217-225 (2017).

Article CAS Google Scholar

Afsari, A. & Sarraf, MJ Conception d'un capteur de sulfure d'hydrogène gazeux basé sur une cavité à cristal photonique utilisant du graphène. Superlattt. Microstruct. 138, 106362 (2020).

Article CAS Google Scholar

Liang, L. Étalonnage de capteurs à faible coût pour la surveillance de l'air ambiant : techniques, tendances et défis. Environ. Rés. 20, 111163 (2021).

Article Google Scholar

Nguyen, NH et al. Évaluation des capteurs disponibles dans le commerce à faible coût pour la surveillance de la qualité de l'air et application de méthodes d'étalonnage des capteurs pour améliorer la précision. Ouvrez J. Pollution de l'air. 10, 1 (2021).

Article Google Scholar

Giraudet, C., Marlin, L., Bégué, D., Croccolo, F. & Bataller, H. Indice de réfraction dépendant de la concentration du mélange co2/ch4 en phase gazeuse et supercritique. J. Chem. Phys. 144, 134304 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

Elshorbagy, MH, Cuadrado, A., Romero, B. et Alda, J. Activation de l'absorption sélective dans les cellules solaires à pérovskite pour la détection réfractométrique des gaz. Sci. Rép. 10, 1–11 (2020).

Article Google Scholar

Gupta, R. & Yakuphanoglu, F. Diode schottky photoconductrice basée sur al/p-si/sns2/ag pour les applications de capteurs optiques. Sol. Énergie 86, 1539-1545 (2012).

Article ADS CAS Google Scholar

Kang, K., Na, K., Kwon, D., Lee, J.-Y. & Park, I. Capteur de gaz auto-alimenté utilisant une cellule photovoltaïque à couche mince et un film colorimétrique microstructuré. En 2017, 19e Conférence internationale sur les capteurs, actionneurs et microsystèmes à semi-conducteurs (TRANSDUCERS), 1536-1539 (IEEE, 2017).

Qin, L., Zhang, C., Li, R. & Li, X. Matrice de nanofils noyau-coque silicium-or pour un capteur d'indice de réfraction caractérisé optiquement et électriquement basé sur la résonance plasmonique et la jonction Schottky. Opter. Lett. 42, 1225-1228 (2017).

Article ADS CAS Google Scholar

Augel, L. et al. Capteur d'indice de réfraction colinéaire intégré avec photodiodes ge pin. ACS Photon. 5, 4586–4593 (2018).

Article CAS Google Scholar

Elshorbagy, MH, Cuadrado, A., Gomez-Pedrero, JA & Alda, J. Capteur réfractométrique optoélectronique basé sur les résonances plasmoniques de surface et l'effet bolométrique. Appl. Sci. 10, 1211 (2020).

Article CAS Google Scholar

Elshorbagy, MH, Cuadrado, A. & Alda, J. Capteurs optiques réfractométriques avec interrogation optoélectronique. Dans la quatrième conférence internationale sur la photonique et l'ingénierie optique, vol. 11761, 1176102 (Société internationale d'optique et de photonique, 2021).

Liu, B. et al. Détection chimique haute performance utilisant des transistors mos2 monocouches développés par dépôt chimique en phase vapeur à contact Schottky. ACS Nano 8, 5304–5314 (2014).

Article CAS Google Scholar

Hu, Y. et al. Capteurs à nanofils supersensibles à réponse rapide utilisant des contacts Schottky (2010).

Zeng, Y. et al. Avancées récentes en imagerie par résonance plasmonique de surface : vitesse de détection, sensibilité et portabilité. Nanophotonique 6, 1017-1030 (2017).

Article Google Scholar

Yesudasu, V., Pradhan, HS & Pandya, RJ Progrès récents dans les capteurs basés sur la résonance plasmonique de surface : une revue complète. Helyon 7, e06321 (2021).

Article CAS Google Scholar

Sohrabi, H. et al. Progrès récents sur les tests portables de détection et de biodétection appliqués à la détection des principaux agents polluants chimiques et biologiques dans les échantillons d'eau : une revue critique. Tendances anales. Chim. 20, 116344 (2021).

Article Google Scholar

Lee, TD & Ebong, AU Un examen des technologies et des défis des cellules solaires à couche mince. Renouveler. Soutenir. Énergie Rev. 70, 1286–1297 (2017).

Article CAS Google Scholar

Ajayan, J. et al. Un examen des performances photovoltaïques des cellules solaires organiques / inorganiques pour les futures technologies d'énergie renouvelable et durable. Superlatt. Microstruct. 20, 106549 (2020).

Article Google Scholar

Kouider, WH, Belfar, A., Belmekki, M. & Ait-kaci, H. L'avantage de l'utilisation de pa-sioxcy h comme couches à double fenêtre dans les cellules solaires au silicium amorphe hydrogéné : corrélation de la simulation et de l'expérience. Optik 238, 166749 (2021).

Annonces d'article Google Scholar

Okil, M., Salem, M., Abdolkader, TM et Shaker, A. Des cellules solaires cristallines aux cellules solaires à base de silicium à faible coût : une revue. Silicium 20, 1–17 (2021).

Google Scholar

Elshorbagy, H., Cuadrado, AM & Alda, J. Absorption étroite dans les cellules solaires à pérovskite sans ito pour les applications de détection analysées par simulation électromagnétique. Appl. Sci. 9, 4850 (2019).

Article CAS Google Scholar

Maier, SA Plasmonique : principes fondamentaux et applications (Springer, 2007).

Réserver Google Scholar

Gourevitch, A., Venus, G., Smirnov, V., Hostutler, D. & Glebov, L. Onde continue, barre de diode laser de 30 W avec une largeur de raie de 10 GHz pour le pompage laser rb. Opter. Lett. 33, 702–704 (2008).

Article ADS CAS Google Scholar

Van Rees, A. et al. Réglage de longueur d'onde sans saut de mode amélioré par résonateur en anneau d'un laser à cavité étendue intégré. Opter. Express 28, 5669–5683 (2020).

Annonces d'article Google Scholar

Said-Bacar, Z., Leroy, Y., Antoni, F., Slaoui, A. & Fogarassy, ​​E. Modélisation de l'irradiation par diode laser cw de films de silicium amorphe. Appl. Le surf. Sci. 257, 5127-5131 (2011).

Article ADS CAS Google Scholar

Zandi, S., Saxena, P., Razaghi, M. & Gorji, NE Simulation de cellules solaires à couches minces cztsse dans comsol : modèles optiques, électriques et thermiques tridimensionnels. IEEE J. Photovolt. 10, 1503-1507 (2020).

Article Google Scholar

Vora, A., Gwamuri, J., Pearce, JM, Bergstrom, PL & Güney, D. Ö. Cellules solaires en silicium amorphe hydrogéné à couches minces à motifs de nano-disques d'argent multi-résonants pour la compensation de l'effet Staebler – Wronski. J. Appl. Phys. 116, 093103 (2014).

Annonces d'article Google Scholar

Elshorbagy, MH, Cuadrado, A. & Alda, J. Dispositifs intégrés à haute sensibilité basés sur la résonance plasmonique de surface pour les applications de détection. Photon. Rés. 5, 654–661 (2017).

Article CAS Google Scholar

Huang, D.-W., Ma, Y.-F., Sung, M.-J. & Huang, C.-P. Approchez-vous de la limite de sensibilité angulaire dans les capteurs à résonance plasmon de surface avec un prisme à faible indice et un grand angle de résonance. Opter. Ing. 49, 054403 (2010).

Annonces d'article Google Scholar

Zainuddin, N., Ariannejad, M., Arasu, P., Harun, S. et Zakaria, R. Enquête sur les épaisseurs de gaine sur un capteur d'indice de réfraction à fibre optique à polissage latéral à base de spr d'argent. Résultats Phys. 13, 102255. https://doi.org/10.1016/j.rinp.2019.102255 (2019).

Article Google Scholar

Almawgani, AHM et al. Détection de la concentration de glucose à l'aide d'un biocapteur à résonance plasmonique de surface basé sur des couches de titanate de baryum et des feuilles de bisulfure de molybdène. Phys. Scr. 97, 065501. https://doi.org/10.1088/1402-4896/ac68ad (2022).

Annonces d'article Google Scholar

Weissman, A., Shukharev, M. & Salomon, A. Observation d'un couplage fort entre une nano-antenne nœud papillon inverse et un seul agrégat j. arXiv:2104.10524 (préimpression arXiv) (2021).

Johnson, PB et Christy, R.-W. Constantes optiques des métaux nobles. Phys. Rev. B 6, 4370 (1972).

Article ADS CAS Google Scholar

Elshorbagy, MH, Cuadrado, A., González, G., González, FJ & Alda, J. Amélioration des performances des capteurs réfractométriques grâce à des résonances hybrides plasmoniques-fano. J. Lightw. Technol. 37, 2905-2913 (2019).

Article ADS CAS Google Scholar

Zheng, G., Cong, J., Xu, L. et Wang, J. Capteur de résonance plasmon de surface haute résolution avec résonance fano dans des structures multicouches couplées à un guide d'ondes. Appl. Phys. Express 10, 042202 (2017).

Annonces d'article Google Scholar

Nesterenko, DV & Sekkat, Z. Estimation de la résolution des capteurs de plasmon de surface à simple et double couche au, ag, cu et al dans les régions ultraviolette, visible et infrarouge. Plasmonics 8, 1585–1595 (2013).

Article CAS Google Scholar

Edmondson, W. Analyse des gaz par mesure de l'indice de réfraction. Br. J. Anaesth. 29, 570–574 (1957).

Article CAS Google Scholar

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Ce travail a été partiellement soutenu par les projets du ministère espagnol des Sciences, de l'Innovation et des Universités NERA sous la subvention RTI2018-101037-B-I00, et NANOROOMS sous la subvention PID2019-105918GB-I00, par les fonds AEI/FEDER et par la Comunidad de Madrid et le programme FEDER SINFOTON2-CM sous la subvention S2018/NMT-4326, et TELURO sous la subvention RTC20 19-007113-3. Ce travail a été partiellement soutenu par Proyectos de I+D para jóvenes investigadores de la Universidad Rey Juan Carlos financiado por la Comunidad de Madrid, Codigo 2022/00156/025, REF:M2742.

Département de physique, Faculté des sciences, Université de Minia, 61519, El-Minya, Égypte

Mahmoud H. Elshorbagy

Faculté d'Optique et d'Optométrie, Groupe Complutense d'Optique Appliquée, Université Complutense de Madrid, C/Arcos de Jalon, 118, 28037, Madrid, Espagne

Mahmoud H. Elshorbagy & Javier Alda

Groupe d'ingénierie photonique, Université d'Alcalá, 28801, Alcalá de Henares, Madrid, Espagne

Oscar Étienne

École des sciences expérimentales et de la technologie, Université Rey Juan Carlos, 28933, Móstoles, Madrid, Espagne

Place Alexandre

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ME et AC ont effectué les simulations et le calcul numérique. Tous les auteurs ont participé de manière égale à la définition de l'hypothèse, à l'analyse des données, à la discussion, à l'édition finale et à la révision du manuscrit. OE et JA participent à l'attribution des financements nécessaires.

Correspondance avec Javier Alda.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Elshorbagy, MH, Esteban, Ó., Cuadrado, A. et al. Dispositif de détection réfractométrique optoélectronique pour les gaz à base de nœuds diélectriques et de cellules solaires en silicium amorphe. Sci Rep 12, 18355 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-21299-w

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Reçu : 27 mai 2022

Accepté : 26 septembre 2022

Publié: 01 novembre 2022

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-022-21299-w

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