Dynamisch afstembare plasmon-geïnduceerde transparantie in on-chip op grafeen gebaseerd asymmetrisch nanocavity-gekoppeld golfgeleidersysteem

Abstract

Een op grafeen gebaseerde on-chip plasmonische nanostructuur bestaande uit een plasmonische busgolfgeleider zij-gekoppeld met een U-vormige en rechthoekige nanoholtes is voorgesteld en gemodelleerd met behulp van de eindige-elementenmethode in dit artikel. De dynamische afstembaarheid van de door plasmon geïnduceerde transparantie (PIT) vensters is onderzocht. De resultaten laten zien dat de PIT-effecten kunnen worden afgestemd door het chemische potentieel van de nanoholtes en de golfgeleider van de plasmonische bus te wijzigen of door de geometrische parameters te variëren, inclusief de locatie en breedte van de rechthoekige nanoholte. Verder kan de voorgestelde plasmonische nanostructuur worden gebruikt als een plasmonische brekingsindexsensor met een detectiegevoeligheid van 333,3 nm/brekingsindexeenheid (RIU) bij de PIT-transmissiepiek. Ook in het PIT-systeem wordt een langzaam lichteffect gerealiseerd. De voorgestelde nanostructuur kan een nieuwe weg banen naar de realisatie van op grafeen gebaseerde on-chip geïntegreerde nanofotonische apparaten.

Achtergrond

Plasmon-geïnduceerde transparantie (PIT), een nieuw fenomeen dat analoog is aan het elektromagnetisch geïnduceerde transparantie-effect (EIT) dat een scherp transparantievenster genereert binnen een breed absorptiespectrum [1], heeft veel aandacht getrokken vanwege zijn potentiële toepassingen in een breed scala van velden, zoals langzaam licht [2, 3], optisch schakelen [4], lichtopslag [5] en hooggevoelige detectie [6, 7]. De op PIT gebaseerde apparaten kunnen worden gerealiseerd met een ultracompacte voetafdruk vanwege het grote lokale veldverbeteringsvermogen en het overwinnen van de klassieke diffractielimiet van licht die wordt geleverd door de oppervlakteplasmonpolaritonen (SPP's) [8, 9]. Er is een verscheidenheid aan ontwerpen voorgesteld om het PIT-effect in plasmonische nanostructuren te bereiken, waaronder gekoppelde resonatorsystemen [10,11,12,13], fotonische kristalstructuren [14, 15] en metamateriaalstructuren [16, 17]. De meeste van deze structuren die een PIT-effect vertonen, zijn echter nauwelijks afstembaar, tenzij de geometrische parameters van de structuren worden gewijzigd, wat in hoge mate de actieve controle van PIT-vensters beperkt en de kwaliteit verslechtert.

Grafeen, een monolaag van koolstofatomen gerangschikt in een tweedimensionaal (2D) honingraatrooster [18], vertoont een groot potentieel voor het ontwikkelen van zeer efficiënte opto-elektronische apparaten vanwege de uitzonderlijke elektrische en optische eigenschappen, waaronder het vermogen tot extreme opsluiting [19,20, 21], dynamische afstembaarheid en relatief lage dempingsverliezen [22, 23]. In het bijzonder kan de oppervlaktegeleidbaarheid van grafeen dynamisch worden afgestemd door chemische potentiaal via externe poortspanning of chemische doping [24, 25], waardoor grafeen een veelbelovende kandidaat is voor het ontwerpen van afstembare PIT terwijl de geometrische parameters vast zijn. Vanwege deze buitengewone eigenschappen in vergelijking met die van conventionele edelmetalen, is er een breed scala aan onderzoeken gedaan om op grafeen gebaseerde PIT te realiseren, zoals PIT-verschijnselen in grafeenringresonatorgekoppelde grafeengolfgeleider [26, 27] en PIT-effecten in een op grafeen gebaseerde nanoribbon-golfgeleider gekoppeld aan grafeen rechthoekige resonatorstructuur [28, 29]. Zon et al. bestudeerde de periodiek gevormde grafeen dubbellaagse structuur gescheiden door een diëlektrische laag in het terahertz-frequentiebereik, waar de multispectrale PIT-responsen zijn bereikt [30]. Verder worden afstembare PIT-effecten gerealiseerd in de periodiek gecombineerde grafeen-nanostrips en analytisch beschreven met het gekoppelde Lorentz-oscillatormodel [31, 32]. De meeste van de eerdere werken waren echter bezorgd over grafeenresonatoren, gekoppeld aan een monolaag grafeen of een grafeen-nanoribbon-golfgeleidersysteem, en grafeen-nanostripsystemen met normaal invallend licht. Er waren zeer weinig of zelfs geen studies over plasmonisch geïnduceerd transparantiefenomeen in een grafeenvel met lokaal variante chemische potentialen. Verder heeft voortplanting in het vliegtuig, vergeleken met normaal invallend licht, overweldigende voordelen voor integratie op de chip.

Gemotiveerd door de bovenstaande fundamentele studies, stellen we in dit artikel een op grafeen gebaseerde plasmonische nanostructuur voor, samengesteld uit een plasmonische busgolfgeleider die zijdelings is gekoppeld aan een U-vormige nanoholte en een rechthoekige nanoholte op dezelfde grafeenmonolaag. De commerciële software COMSOL Multiphysics gebaseerd op de eindige-elementenmethode (FEM) wordt gebruikt om de transmissie en elektromagnetische reacties van onze ontwerpen te onderzoeken. Simulatieresultaten laten zien dat het PIT-fenomeen wordt waargenomen in onze voorgestelde plasmonische nanostructuur. Verder kan het PIT-venster effectief worden afgesteld door de chemische potentialen van de nanoholtes en de golfgeleider van de plasmonische bus te variëren. Ook wordt een gekoppelde modustheorie (CMT) geïntroduceerd om de transmissiekenmerken van het PIT-fenomeen te verklaren. Ten slotte wordt een plasmonische brekingsindexsensor op basis van de voorgestelde plasmonische nanostructuur bestudeerd. De detectiegevoeligheid van 333,3 nm/brekingsindexeenheid (RIU) wordt bereikt bij de PIT-transmissiepiek. Ook wordt het langzame lichteffect met een groepsvertraging van meer dan 1 ps gerealiseerd. Deze voorgestelde nieuwe plasmonische nanostructuur kan een nieuwe manier bieden om op grafeen gebaseerde on-chip high-density plasmon-apparaatintegratie op een grafeenmonolaag te realiseren.

Methoden

Voor de eenvoud is de voorgestelde structuur gemodelleerd door een gesuspendeerde grafeenmonolaag met lokale variatie van chemische potentiaal om de overeenkomstige busgolfgeleider en de nanoresonatoren te vormen. Figuur la toont de schematische configuratie en geometrische parameters van een U-vormige nanoholte die direct is gekoppeld aan een golfgeleider van een plasmonische bus. De U-vormige nanocavity gekoppelde golfgeleider met een chemische potentiaal van μ _c2 is omgeven door dezelfde laag grafeen met een chemisch potentieel van μ _c1 . De breedte van de plasmonische busgolfgeleider d is 20 nm. De breedte en hoogte van de U-vormige nanoholte zijn W _U = 150 nm en L _U =120 nm respectievelijk. Exacte theoretische modellering van een dergelijke structuur vereist een driedimensionale (3D) berekening, die extreem veel tijd en geheugen kost. Om dit probleem op te lossen, is de effectieve indexmethode door veel publicaties gebruikt [33,34,35], en de brekingsindex van de structuur is vervangen door de effectieve index van geleide modi, die wordt gedefinieerd door de verhouding tussen de voortplantingsconstante en het golfnummer in de vrije ruimte. In onze structuur wordt het grafeenblad behandeld als een ultradunne film die wordt gekenmerkt door een effectieve index gedefinieerd als n _eff = β /k ₀ , waar k ₀ = 2π /λ is het golfgetal in de vrije ruimte. De voortplantingsconstante β van de geleide SPP-modus ondersteund door monolaag grafeen wordt geschreven als [36, 37]

a, b De schematische configuratie en geometrische parameters van respectievelijk een U-vormig nanocavity-gekoppeld golfgeleidersysteem en de bijbehorende spectrale transmissie. De inzet in b toont het elektrische veld (E _j ) distributie bij een golflengte van 2437 nm. De parameters zijn ingesteld als W = 800 nm, L = 620 nm, d = 20 nm, W _U = 150 nm, L _U = 120 nm, L ₁ = 220 nm, τ = 1 ps, μ _c1 = 0,3 eV, en μ _c2 = 0,9 eV. De perfect op elkaar afgestemde lagen (PML ) met een breedte van 50 nm zijn geïmplementeerd op de top en onder van het rekendomein om ongewenste reflecties van de domeingrens te elimineren

$$ \beta ={k}_0\sqrt{1-{\left(\frac{2}{\sigma_{\mathrm{g}}\sqrt{\mu_0{\mu}_{\mathrm{r}} /{\varepsilon}_0{\varepsilon}_{\mathrm{r}}}}\right)}^2,} $$ (1)

waar μ ₀ en ε ₀ vertegenwoordigen respectievelijk de permeabiliteit en permittiviteit van vacuüm, en μ _r en ε _r vertegenwoordigen respectievelijk de relatieve permeabiliteit en relatieve permittiviteit. De oppervlaktegeleidbaarheid van grafeen σ _g samengesteld uit de interband-elektronovergangen σ _inter en de intraband elektron-fotonverstrooiing σ _intra wordt gegeven door de Kubo-formule [38, 39]

$$ {\sigma}_{\mathrm{g}}={\sigma}_{\mathrm{intra}}+{\sigma}_{\mathrm{inter}} $$ (2)

Met

$$ {\sigma}_{\mathrm{intra}}=\frac{- i{e}^2{k}_{\mathrm{B}} T}{\pi {\hslash}^2\left( \omega - i/\tau \right)}\left[\frac{\mu_{\mathrm{c}}}{k_{\mathrm{B}} T}+2 \ln \left(1+ \exp \ left(-\frac{\mu_{\mathrm{c}}}{k_{\mathrm{B}} T}\right)\right)\right] $$ (3) $$ {\sigma}_{\ mathrm{inter}}=\frac{- i{e}^2}{2 h} \ln \left[\frac{2\left|{\mu}_c\left|-\hslash \left(\omega - i/\tau \right)\right.\right.}{2\left|{\mu}_c\left|+\hslash \left(\omega - i/\tau \right)\right.\right.} \rechts] $$ (4)

waar μ _c is het chemische potentieel van grafeen, ω is de hoekfrequentie van het plasmon, ћ is de gereduceerde constante van Planck, e is de elektronenlading, k _B is de constante van Boltzmann, T is de temperatuur, ℏ = h/2π is de gereduceerde constante van Planck, en τ is de relaxatietijd van het elektron momentum. Specifiek kan het chemische potentieel van grafeen worden afgestemd via chemische doping of elektrische poorten [25, 26]. Michajlov et al. hebben experimenteel aangetoond dat de dragerdichtheid in een grafeenvel zo hoog is als 10¹⁴ cm⁻² was bereikt, wat leidde tot een chemische potentiaal van 1-2 eV bij een temperatuur onder 250 K [40]. Verder is aangetoond dat hoogwaardig gesuspendeerd grafeen met gelijkstroommobiliteit zo hoog als 10⁵ cm² V⁻¹ s⁻¹ kan worden verkregen, wat overeenkomt met τ> 1,5 ps [41]. In dit artikel zijn zowel de relaxatietijd als het chemische potentieel die we hebben ingesteld conservatief genoeg om de betrouwbaarheid van ons numerieke onderzoek te garanderen.

Resultaten en discussie

Terwijl de SPP-golf door de zijgekoppelde U-vormige nanoholte gaat die wordt getoond in figuur 1a, wordt de energie gekoppeld in de nanoholte. Een diep transmissiedal wordt verkregen bij de resonantiegolflengte vanwege de destructieve interferentie tussen de invallende golf en het ontsnapte vermogen uit de nanoholte [12, 13]. Figuur 1b geeft het transmissiespectrum weer van een U-vormige nanoholte die direct is gekoppeld aan een plasmonische busgolfgeleider met τ = 1 ps, μ _c1 = 0,3 eV, en μ _c2 = 0,9 eV. Bij de resonantiegolflengte van 2437 nm wordt een uitgesproken dip met een transmissie van minder dan 0,1 bereikt. De inzet in figuur 1b toont de overeenkomstige verdeling van het elektrische veld bij de resonantiegolflengte, waar te zien is dat bijna geen SPP's zich door de plasmonische golfgeleider voortplanten. Figuur 2a toont de transmissiespectra met gevarieerde relaxatietijd τ = 0,6, 0,8 en 1 ps, waarbij te zien is dat een hoger transmissiecontrast wordt bereikt wanneer de relaxatietijd toeneemt. Dit wordt toegeschreven aan de vermindering van de Ohmse absorptie van de plasmonen wanneer de relaxatietijd van het elektronenmomentum toeneemt [39]. De berekende transmissie van een U-vormig nanocavity-gekoppeld golfgeleidersysteem voor verschillende chemische potentialen μ _c2 wordt weergegeven in Fig. 2b. De ontspanningstijd τ en chemisch potentieel μ _c1 worden constant gehouden als respectievelijk 1 ps en 0,3 eV. Men kan zien dat de locaties van dips dynamisch worden afgestemd via gevarieerd chemisch potentieel van de nanocavity en busgolfgeleider. De centrale golflengten van de dips zijn 2455, 2445 en 2437 nm met μ _c2 =respectievelijk 0,89, 0,895 en 0,9 eV.

Spectrale transmissie van een U-vormig nanocavity-gekoppeld golfgeleidersysteem getoond in Fig. 1:a met τ =-0,6, 0,8 en 1 ps; μ _c1 =0,3 eV; en μ _c2 = 0,9 eV; b met μ _c2 = 0,89, 0,895 en 0,9 eV; μ _c1 =0,3 eV; en τ = 1 ps

Volgens CMT [12, 42, 43], de spectrale transmissie van het systeem dat een resonantiemodus van frequentie ondersteunt ω ₀ kan worden geschreven als

$$ T=\frac{{\left(\omega -{\omega}_0\right)}^2+{\left(1/{\tau}_i\right)}^2}{{\left(\ omega -{\omega}_0\right)}^2+{\left(1/{\tau}_i+1/{\tau}_e\right)}^2} $$ (5)

waar 1/τ _ik en 1/τ _e vertegenwoordigen respectievelijk de vervalsnelheid van het intrinsieke verlies in de nanoholte en het vermogen dat ontsnapt door de golfgeleider van de plasmonische bus. Het is duidelijk dat de minimale transmissie T _min = (1/τ _ik )² /(1/τ _ik + 1/τ _e )² kan worden bereikt wanneer de frequentie van invallend licht ω is gelijk aan de resonantiefrequentie ω ₀ . Als de 1/τ _e is veel meer dan 1/τ _ik , kan een transmissiedip van bijna nul worden verkregen, wat goed overeenkomt met de simulatieresultaten.

Om PIT-effecten te verkrijgen, voegen we een rechthoekige nanoholte toe op basis van de plasmonische nanostructuur getoond in Fig. 1. Een op grafeen gebaseerde plasmonische nanostructuur samengesteld uit een plasmonische busgolfgeleider die zijdelings is gekoppeld aan U-vormige en rechthoekige nanoholten wordt schematisch getoond in Fig. 3a. Er bestaat een sterke koppeling tussen de twee nanoholtes wanneer ze zijn verbonden via de golfgeleider van de plasmonische bus. De destructieve interferentie tussen twee resonante excitatieroutes die verband houden met de U-vormige en rechthoekige nanoholtes genereert het PIT-fenomeen [10, 11]. Zoals getoond in figuur 3b, verscheen een scherpe transmissiepiek (verhoogd van 0,06 tot 0,44) in de verboden transmissieband getoond in figuur 1b, wat de vorming van het PIT-venster impliceert. De centrale golflengte van het PIT-venster is 2437 nm, wat precies de locatie is van de centrale golflengte van de transmissiedip getoond in figuur 1b. De brede resonantie van de U-vormige nanoholte is opgesplitst in twee resonantiemodi:de ene is blauwverschoven en de andere roodverschoven [12, 13]. Figuur 3c-e toont de elektrische veldverdelingen van resonantiemodi bij respectievelijk 2408, 2437 en 2457 nm. We kunnen zien dat de elektrische veldverdeling in de nanoholtes in fase is met de elektrische velddistributie in plasmonische busgolfgeleiders bij 2437 nm, wat betekent dat het invallende licht en het licht dat ontsnapt in de plasmonische busgolfgeleider vanuit de nanoholten een coherente verbetering ervaren . Verder laten de elektrische veldverdelingen zien dat er een anti-fase is tussen de nanoholtes en de golfgeleider van de plasmonische bus bij 2408 en 2457 nm, dwz dat aan de voorwaarden van destructieve resonantie is voldaan, wat resulteert in de remming van de transmissiegolven [12].

a, b De schematische configuratie en de geometrische parameters van respectievelijk U-vormige en rechthoekige nanocavity-gekoppelde golfgeleidersystemen en de bijbehorende spectrale transmissie. c –e Elektrisch veld (E _j ) distributie bij golflengten van respectievelijk 2408, 2437 en 2457 nm. De parameters zijn ingesteld als W = 800 nm, L = 620 nm, d = 20 nm, W _U = 150 nm, L _U = 120 nm, L ₁ = 220 nm, L ₂ = 250 nm, L _r = 50 nm, W _r = 100 nm, τ = 1 ps, μ _c1 = 0,3 eV, en μ _c2 = 0,9 eV

We berekenen de spectrale transmissie voor het U-vormige en rechthoekige nanocavity-gekoppelde plasmonische busgolfgeleidersysteem met gevarieerde relaxatietijd τ =-0,6, 0,8 en 1 ps, en de resultaten worden getoond in Fig. 4a. Men kan zien dat het transmissiecontrast toeneemt met het toenemen van de relaxatietijd. Bovendien wordt de dynamische afstembaarheid van het PIT-venster getoond in figuur 4b. De chemische potentiaal μ _c1 wordt constant op 0,3 eV gehouden, terwijl μ _c2 is 0,89, 0,895 en 0,9 eV. Als de chemische potentiaal μ _c2 toeneemt, is de transmissiepiek (bij de golflengten van 2452, 2445 en 2437 nm) in het PIT-venster duidelijk blauwverschoven. Als gevolg hiervan wordt het dynamisch afstembare PIT-effect gerealiseerd in onze voorgestelde nanostructuur door het chemische potentieel van de nanoholtes en de golfgeleider van de plasmonische bus te wijzigen.

De spectrale transmissie van U-vormig en rechthoekig nanocavity-gekoppeld golfgeleidersysteem getoond in Fig. 3:a met τ =-0,6, 0,8 en 1 ps; b met μ _c2 = 0,89, 0,895 en 0,9 eV

Om te onderzoeken hoe de geometrische parameters het PIT-fenomeen beïnvloeden, hebben we de locatie van de rechthoekige nanoholte aangepast. Figuur 5a toont de spectrale transmissie van het U-vormige en rechthoekige nanocavity-gekoppelde plasmonische busgolfgeleidersysteem, waar te zien is dat de transmissiepiek hoger werd (toegenomen van 0,44 naar 0,52) en het PIT-venster breder wordt met L ₂ toenemend voor een bepaald bereik, wat wordt toegeschreven aan de intensivering van de koppelingssterkte tussen de twee nanoholtes [11, 28]. Ook vinden we dat het verkleinen van de breedte van rechthoekige nanocavity kan leiden tot een hogere transmissiepiek (verhoogd van 0,44 naar 0,48) zoals weergegeven in figuur 5b. Dit biedt een andere mogelijkheid om het PIT-venster af te stemmen. De kwaliteitsfactor (Q-factor) van de PIT-vensters wordt gedefinieerd als λ ₀ /∆λ , waar λ ₀ en ∆λ zijn transmissiepiekgolflengte en volledige breedte op half maximum (FWHM). In onze voorgestelde plasmonische nanostructuur wordt een FWHM van minder dan 30 nm en een Q-factor van ongeveer 80 verkregen, wat veel smaller en hoger is dan de tegenhangers van op grafeen gebaseerde PIT voorgesteld in de bovengenoemde referenties [28, 29].

Spectrale transmissie van U-vormig en rechthoekig nanocavity-gekoppeld golfgeleidersysteem getoond in Fig. 3:a met L ₂ =-250, 252 en 254 nm; b met W _r = 96, 98 en 100 nm

In overeenstemming met CMT wordt de transmissie in onze plasmonische nanostructuur uitgedrukt als [12, 42]

$$ T={\left|\frac{j\left({\omega}_{\mathrm{U}}-{\omega}_{\mathrm{r}}\right)+\gamma +1}{ j\left({\omega}_{\mathrm{U}}-{\omega}_{\mathrm{r}}\right)+\beta +\gamma +1}\right|}^2 $$ ( 6)

waar γ en β staan voor de koppelingscoëfficiënt tussen de twee nanoholten en de koppelingscoëfficiënt tussen respectievelijk de nanoholten en de golfgeleider van de plasmonische bus. We kunnen ontdekken dat het PIT-venster kan worden verkregen wanneer de resonantiefrequenties van de U-vormige nanoholte ω _U en de rechthoekige nanoholte ω _r zijn ongeveer gelijk. En de corresponderende transmissiepiek is |( γ + 1)/(β + γ + 1)|² .

Op basis van de structuur getoond in Fig. 3a, construeren we de brekingsindexsensor, die wordt gerealiseerd door de relatieve permittiviteit in Vgl. 1. Figuur 6a illustreert de spectrale transmissie met verschillende brekingsindexen n , die verwijst naar de brekingsindex van het onderdetectiemateriaal. Men kan zien dat de piek/dip1/dip2-golflengten verschuiven van 2437,3 tot 2457,3 nm/2410,3 tot 2432,4 nm/2457,3 tot 2474,9 nm wanneer de brekingsindex n varieert van 1 tot 1.06. Als de brekingsindex n toeneemt, vertonen zowel de transmissiepiek als -dips een roodverschuiving. De detectiegevoeligheid van de brekingsindexsensor, gedefinieerd als de verschuiving in de piek/dip1/dip2 golflengte per eenheid variaties van de brekingsindex dλ/dn is respectievelijk 333,3, 368,3 en 293,3 nm/RIU. Figuur 6b toont de pieken en dalen van de spectrale transmissie met brekingsindex n variërend van 1 tot 1,19, waar we de ongeveer lineaire relatie van de piek/dip-golflengten versus de brekingsindex n kunnen zien .

een De spectrale transmissie met brekingsindex n =-1, 1,02, 1,04 en 1,06; b de piek/dip-golflengten van de spectrale transmissie versus de brekingsindex n . De parameters zijn ingesteld als W = 800 nm, L = 620 nm, d = 20 nm, W _U = 150 nm, L _U = 120 nm, L ₁ = 220 nm, L ₂ = 250 nm, L _r = 50 nm, W _r = 96 nm, τ = 1 ps, μ _c1 = 0,3 eV, en μ _c2 = 0,9 eV

Het is bekend dat het PIT-fenomeen gepaard gaat met het langzame lichteffect veroorzaakt door de scherpe spreiding [13, 29]. Het langzame lichteffect kan worden gekenmerkt door de groepsvertraging uitgedrukt als τ _g = ∂φ (ω )/∂ ω waar φ (ω ) is de effectieve faseverschuiving van het transmissiespectrum. In Fig. 7 plotten we de groepsvertragingen binnen het PIT-venster bij verschillende chemische potentiaal μ _c2 . In de buurt van de PIT-transmissiepiek biedt het grote positieve groepsvertragingen die het langzame lichteffect aangeven. De piekgolflengten van het PIT-systeem bij μ _c2 =-0,89, 0,895 en 0,9 eV zijn respectievelijk 2449,7, 2442,3 en 2434,7 nm, en de overeenkomstige groepsvertragingen zijn respectievelijk 0,99, 1,1 en 1,02 ps. Het langzame lichteffect wordt dus effectief afgestemd door het chemische potentieel van de nanoholtes en de golfgeleider van de plasmonische bus te wijzigen. Er moet ook op worden gewezen dat dit een proof-of-concept-artikel is. In werkelijkheid zou de voorgestelde structuur op het substraat moeten liggen, waar de brekingsindex groter is dan de lucht, en de frequentierespons zou dienovereenkomstig verschuiven. Ook is de opsluiting van het plasmon hoger, wat gepaard gaat met een toename van het verlies, wat resulteert in de vermindering van de piekwaarde van het transparantievenster in het transmissiespectrum. Het principe is echter identiek aan de geschorste zaak.

De groep vertragingen versus chemisch potentieel μ _c2 voor het grafeen PIT-systeem getoond in Fig. 3a. De andere parameters zijn ingesteld als W = 800 nm, L = 620 nm, d = 20 nm, W _U = 150 nm, L _U = 120 nm, L ₁ = 220 nm, L ₂ = 254 nm, L _r = 50 nm, W _r = 96 nm, τ = 1 ps, μ _c1 = 0,3 eV

Conclusies

Concluderend zijn dynamisch afstembare PIT-effecten in op grafeen gebaseerde plasmonische nanostructuur samengesteld uit een plasmonische busgolfgeleider die zijwaarts is gekoppeld aan U-vormige en rechthoekige nanoholten voorgesteld en gemodelleerd met behulp van de eindige-elementenmethode. De dynamische afstembaarheid van de PIT-vensters wordt verkregen door het chemische potentieel van de nanoholtes en de golfgeleider van de plasmonische bus te wijzigen. Bovendien kan het PIT-venster dynamisch worden afgestemd door de geometrische parameters van de nanostructuur aan te passen, zoals de locatie en breedte van de rechthoekige nanoholte. Vergeleken met de conventionele ringresonatoren [24, 25], bieden onze voorgestelde asymmetrische U-vormige en rechthoekige resonatoren een sterkere koppelingssterkte tussen de resonatoren en de busgolfgeleider, wat verder resulteert in het sterkere PIT-effect. Aan de andere kant, in tegenstelling tot andere gerapporteerde nanoribbon-golfgeleiders, worden onze structuren gevormd door de lokale variatie van chemisch potentieel op de identieke grafeenmonolaag, en dit zorgt voor een eenvoudigere integratie met andere functionele componenten op hetzelfde materiaalplatform. Bovendien kan deze plasmonische nanostructuur worden gebruikt als brekingsindexsensor met hoge detectiegevoeligheid. En het langzame lichteffect met een grote groepsvertraging wordt ook in het PIT-systeem gerealiseerd. De voorgestelde nanostructuur baant een nieuwe weg naar de realisatie van op grafeen gebaseerde on-chip geïntegreerde nanofotonische apparaten.

Afkortingen

CMT:: Gekoppelde modustheorie
EIT:: Elektromagnetisch geïnduceerde transparantie
FEM:: Eindige elementen methode
PIT:: Door plasma veroorzaakte transparantie
RIU:: Brekingsindexeenheid
SPP's:: Oppervlakte plasmon polaritonen

Synthese van pyridinic-rijke N, S Co-gedoteerde Carbon Quantum Dots als effectieve enzymnabootsers Multi-Layer SnSe Nanoflake Field-Effect Transistors met Au Ohmic-contacten met lage weerstand

Nanomaterialen

Metaal

Hars

vezel

Samengesteld materiaal