Een afstembare dual-band en polarisatie-ongevoelige coherente perfecte absorber op basis van dubbellaagse grafeen hybride golfgeleider

Abstract

Een gesuspendeerd monolaag grafeen heeft slechts een absorptiesnelheid van ongeveer 2,3% in de zichtbare en infrarode band, wat de opto-elektronische toepassingen ervan beperkt. Om de absorptie-efficiëntie van grafeen aanzienlijk te verhogen, wordt een afstembare dual-band en polarisatie-ongevoelige coherente perfecte absorber (CPA) voorgesteld in het midden-infraroodregime, dat de siliciumarray bevat die is gekoppeld in een dubbellaagse grafeengolfgeleider. Op basis van de FDTD-methoden worden dual-band perfecte absorptiepieken bereikt in respectievelijk 9611 nm en 9924 nm. Bovendien vertoont de voorgestelde absorber vanwege zijn centrale symmetrische eigenschap ook polarisatie-ongevoelig. Ondertussen kunnen de coherente absorptiepieken volledig optisch worden gemoduleerd door de relatieve fase tussen twee omgekeerd invallende lichten te veranderen. Bovendien kunnen, door de Fermi-energieën van twee grafeenlagen te manipuleren, twee coherente absorptiepieken over een breed spectrumbereik bewegen, en onze ontworpen CPA kan ook worden gewijzigd van dual-band CPA naar smalband CPA. Onze resultaten kunnen dus enkele potentiële toepassingen vinden op het gebied van het ontwikkelen van nanofotonische apparaten met uitstekende prestaties die werken in het midden-infraroodregime.

Inleiding

Als een cruciaal probleem voor nanofotonica en opto-elektronica, heeft efficiënte licht-materie-interactie de afgelopen jaren veel zorgen veroorzaakt [1, 2], met name in de atomair dunne tweedimensionale (2D) materialen. Er zijn veel rapporten aangetoond, zoals transition-metal dichalcogenides (TMDC's) [3, 4], grafeen [5,6,7,8,9], hexagonaal boornitride [10], zwarte fosfor [11], enzovoort. . Als een prototypisch 2D-materiaal kan grafeen interageren met licht in een breed (ultraviolet tot terahertz) golflengtebereik. Vanwege de natuurlijke, gapless en conische elektronische bandstructuur [12], is de absorptie-efficiëntie van licht in grafeen echter zo laag als ongeveer 2,3%. Gelukkig kan de optische bandgap van grafeen worden geopend door doping of met behulp van andere speciale methoden, wat resulteert in de excitatie van oppervlakteplasmonpolaritonen (SPP's) in de terahertz- en infraroodbanden [13]. Vervolgens kan de absorptie en opsluiting van licht in grafeen opmerkelijk worden versterkt vanwege de aangeslagen SPP's, die de interactietijd tussen grafeen en licht kunnen verlengen [14,15,16,17,18,19]. Daarom zijn grafeenplasmonische apparaten een interessant en belangrijk onderwerp geworden, en uitgebreid onderzoek is aangetoond op verschillende gebieden, zoals absorbers [17, 18], optische filters [20], sensoren [21], modulatoren [22] en fotodetectoren [23, 24].

Meer specifiek, van deze apparaten op basis van grafeen, speelt optische absorber een belangrijke rol op het gebied van de ontwikkeling van geavanceerde opto-elektronische apparaten, zoals apparaten voor het opvangen van zonne-energie en emitters. Onlangs zijn er vanwege de unieke eigenschappen van grafeen enkele absorbers op basis van grafeen gerapporteerd. Bovendien, zoals hierboven vermeld, zijn de meeste van deze absorbers gericht op de terahertz- en infraroodregimes, omdat grafeen met speciale processen SPP's kan exciteren, wat leidt tot de sterke licht-grafeen-interacties in deze golflengten [3]. Bijvoorbeeld op basis van grafeen, Luo et al. [25] stelde een afstembare perfecte absorber voor met ultra-smalband, die bevredigende prestaties kan behouden bij brede hoekinval. In ref. [16], door monolaag grafeen in te bedden in de metamaterialen, Xiao et al. toonde aan dat de EIT-analoog werd gerealiseerd in het terahertz-regime en dat de resonantie-intensiteit ervan flexibel over een breed bereik kon worden gemanipuleerd. Jiang et al. [26] ontwierp, vervaardigde en onderzocht een breedbandabsorbeerder op basis van patroongrafeen in het terahertz-regime, en de absorptie boven 90% wordt bereikt van 1,54 tot 2,23 THz. Om het oppervlakteplasmon van grafeen op een effectieve en haalbare manier te manipuleren, hebben Xia et al. suggereerde dat dit zou kunnen worden gerealiseerd door een geleidend sinusoïdaal rooster met subgolflengtegrootte [19].

Belangrijk is dat coherente perfecte absorber (CPA), een andere manier om de optische absorptie van grafeen te beheersen en te versterken, veel aandacht heeft getrokken vanwege de volledig optische modulatiefuncties [27, 28]. Afhankelijk van de interferentie-effecten en het samenspel van absorptie, biedt CPA een potentiële methode om licht met licht te manipuleren zonder niet-lineariteit. Y.D. Chong et al. theoretisch de CPA onderzocht met de verstrooiingsmatrix [29]. Het duurde niet lang of er werden achtereenvolgens twee soorten CPA gerapporteerd in de siliciumplaat [30] en het vlakke metamateriaal [31]. Onlangs is CPA ook intensief bestudeerd in op grafeen gebaseerde apparaten. Bijvoorbeeld, gecombineerd met centrosymmetrie metaal-grafeen nanostructuur, Y. Ning et al. [32] onderzocht een afstembare polarisatie-ongevoelige CPA en toonde aan dat de absorptie flexibel en volledig optisch kan worden gemoduleerd door de Fermi-energie van grafeen en de relatieve fase tussen de invallende lichten. Door de resonantie van de geleide modus op te sluiten in een diëlektrisch rooster met subgolflengte, X. Feng et al. [33] realiseerde een afstembare, op grafeen gebaseerde CPA, die kan worden toegepast in een breed spectrum van zichtbare tot infrarode regimes. YC Fan et al. [34] exploiteerde op grafeen nanoribbon gebaseerde metasurface naar CPA in het midden-infraroodregime, en toonde aan dat deze CPA flexibel kan worden gemanipuleerd door de eigenschappen van grafeen en structurele parameters van het metasurface te veranderen. De op dual-band grafeen gebaseerde CPA is echter ook van groot belang voor de nanofotonica en opto-elektronische apparaten, maar wordt zelden onderzocht in het midden-infraroodregime. Bovendien is het ook een uitdaging om de aanpasbaarheid te verbeteren voor de dual-band CPA.

In dit artikel ontwerpen en bestuderen we een afstembare dual-band en polarisatie-ongevoelige CPA in de midden-infraroodband, die een siliciumarray bevat die is gekoppeld aan een dubbellaagse grafeengolfgeleider. Het fysieke mechanisme van de ontworpen CPA wordt geanalyseerd door de verstrooiingsmatrix. Ondertussen worden de kenmerken van de voorgestelde CPA gedemonstreerd door de FDTD-simulaties (finite-difference time-domain). Wanneer het invallende licht in de siliciumarray wordt verlicht, aangezien de plasmonische resonanties op de dubbele continue grafeenfilms kunnen ontstaan door het mechanisme van resonantie met geleide modus, resulteert het koppelingseffect daartussen in de perfecte dual-band absorptiepieken, die worden bereikt in respectievelijk 9611 nm en 9924 nm. Bovendien vertoont de voorgestelde absorber vanwege zijn centrale symmetrische eigenschap ook polarisatie-ongevoelig. Bovendien worden de meeste van de gerapporteerde op grafeen gebaseerde absorbers gemanipuleerd door alleen de eigenschappen van grafeen te veranderen door een elektrostatisch veld, magnetisch veld of chemische doping, die de oorzaken zijn van extra verliezen en de apparaten ook ingewikkelder maken. Voor onze voorgestelde CPA kunnen de coherente absorpties volledig optisch worden gemoduleerd door de relatieve fase tussen twee omgekeerde invallende lichten te wijzigen, wat de instelbaarheid van de absorber verbetert en de complexiteit van de structuur niet verhoogt. Ondertussen, door de Fermi-energieën van twee grafeenlagen te manipuleren, kunnen twee coherente absorptiepieken over een breed spectrumbereik bewegen, en onze ontworpen CPA kan ook worden gewijzigd van dual-band CPA naar smalband CPA. Daarom biedt ons werk een veelbelovende manier met gemak en gevoeligheid voor mogelijke toepassingen zoals schakelaars, volledig optische logische apparaten en coherente fotodetectoren.

Methoden

Zoals geïllustreerd in Fig. 1 zijn er twee continue grafeenfilms op het silicasubstraat, die worden gescheiden door een silicalaag. Ondertussen wordt de siliciumarray bovenop de bovenste grafeenfilm geplaatst. Hier, de lengte (x -richting) en breedte (y -richting) van elk siliciumvierkant in de array zijn beide ingesteld als w = 80 nm, zoals weergegeven in figuur 1c. Ondertussen zijn beide perioden van siliciumvierkanten in de x -richting en y -richting zijn p = 160 nm, en de dikte (z richting) van siliciumvierkant is h = 100 nm. Bovendien zijn de diktes van de silica spacer en het substraat d ₁ = 75 nm en d ₂ = 150 nm, respectievelijk. Ik ₁ en ik ₂ , als twee coherente invallende lichten, gelijktijdig bestraald op de voorgestelde CPA vanuit twee tegengestelde richtingen, zoals weergegeven in figuur 1a. De relatie tussen ik ₁ en ik ₂ is ik ₂ = αIk ₁ exp(iφ + ikz ), waar α , φ , en z zijn de relatieve amplitude, faseverschil en fasereferentiepunt tussen I ₁ en ik ₂ , respectievelijk. O ₁ en O ₂ zijn de opkomende lichten die vanaf de onder- en bovenkant van de voorgestelde CPA worden verspreid. Verder zijn de diktes van twee grafeenfilms beide ingesteld op 0,34 nm in onze simulaties, en de geleidbaarheid van twee grafeenfilms worden beide als volgt berekend binnen de lokale willekeurige fasebenadering [35]:

$$ \sigma \left(\omega \right)=\frac{ie^2{\kappa}_BT}{\pi {\mathrm{\hslash}}^2\left(\omega +i{\tau}^ {-1}\right)}\left[\frac{E_f}{\kappa_BT}+2\ln \left({e}^{-\frac{E_f}{\kappa_BT}}+1\right)\right ]+\frac{ie^2}{4\pi \mathrm{\hslash}}\ln \left[\frac{2{E}_f-\left(\omega +i{\tau}^{-1} \right)\mathrm{\hslash}}{2{E}_f+\left(\omega +i{\tau}^{-1}\right)\mathrm{\hslash}}\right] $$ (1)

waar T = 300K is de kamertemperatuur en E _f is de Fermi-energie. Ondertussen wordt de intrinsieke relaxatietijd beschreven als $ \tau =\mu {E}_f/\mathrm{e}{\upsilon}_f^2 $, waarbij υ _f is de Fermi-snelheid en μ = 10000cm² V ⁻¹ s ⁻¹ is de vervoerdermobiliteit. Voor onze voorgestelde structuur worden de Fermi-energieën van de bovenste en onderste grafeenfilms aangenomen als E _{f 1} = 0.66eV en E _{f 2} = 0.31eV , respectievelijk.

een Schematisch diagram van de op dual-band grafeen gebaseerde perfecte absorber. b Zijaanzicht met opgegeven afmetingen. c Bovenaanzicht met opgegeven afmetingen

In de simulatie gebruiken we de 3D FDTD-methode voor de numerieke berekening. Ondertussen worden periodieke randvoorwaarden toegepast langs de x - en y -richtingen, en een perfect op elkaar afgestemde laag wordt aangebracht langs de z -richting inclusief zowel de boven- als onderkant van het voorgestelde apparaat. Bovendien gebruiken we het niet-uniforme gaas om de simulatieresultaten te berekenen, waarbij de minimale maaswijdte in de grafeenlaag gelijk is aan 0,1 nm en geleidelijk toeneemt buiten de grafeenfilm om de opslagruimte en rekentijd te verminderen.

Resultaten en discussie

Ten eerste, om het fysieke mechanisme duidelijk te verklaren, onderzoeken we de absorptie van voorgestelde CPA onder normale verlichting van slechts één invallende bundel I ₁ in de z -richting. Aangezien de op grafeen gebaseerde CPA zich in de symmetrie-omgeving bevindt, kunnen de gecombineerde reflectie- en transmissiecoëfficiënten worden uitgedrukt als r = η en t = 1 + η , respectievelijk, waar η is de zelfconsistente amplitude gerelateerd aan de grafeen hybride golfgeleider. De absorptie wordt dus afgeleid als A = 1 − |r |² − |t |² = − 2η ² − 2η . De voorwaarde voor maximale absorptie is ∂A /∂η = 0 (∂A ² /∂η ² is reëel en negatief) en we krijgen $ \eta =-\frac{1}{2} $. Dan is de limiet voor maximale absorptie A _max = 0,5. In onze simulatie, wanneer slechts één invallende straal I ₁ verlicht verticaal op de voorgestelde absorber, vanwege de plasmonische resonanties op de dubbele grafeenfilms, die naar voren komen door invallend licht door de siliciumarray voor het mechanisme van resonantie met geleide modus, dan leidt het koppelingseffect tussen de dubbele grafeenfilms tot de dubbele -bandabsorptiepieken, zoals aangetoond in Fig. 2. Beide twee absorptiepieken zijn echter kleiner dan 0,5, wat overeenkomt met de absorptielimiet.

De reflectie (R), transmissie (T) en absorptie (A) spectra van de voorgestelde op grafeen gebaseerde absorber met Fermi-energieën E _{f 1} = 0.66 eV en E _{f 2} = 0.31 eV onder de verlichting van slechts één invallende straal I ₁ in de z richting

Dan, wanneer ik ₁ en ik ₂ verticaal invallend op de voorgestelde structuur vanaf tegenovergestelde zijden, wordt het schematische diagram getoond in Fig. 1a. Ondertussen, O ₁ en O ₂ kan ook worden aangenomen als de intensiteiten van opkomende lichten vanaf de onder- en bovenkant van de voorgestelde CPA. De relatie tussen invallend licht en opkomend licht wordt aangetoond door de verstrooiingsmatrix:

$$ \left[\begin{array}{c}{O}_2\\ {}{O}_1\end{array}\right]=\left[\begin{array}{cc}{r}_{ 11}&{t}_{12}\\ {}{t}_{21}&{r}_{22}\end{array}\right]\left[\begin{array}{c}{I }_1\\ {}{I}_2\end{array}\right] $$ (2)

Wanneer aan de onsamenhangende absorptielimiet is voldaan (d.w.z. r ₁₁ = r ₂₂ = − 0.5 en t ₁₂ = t ₂₁ = 0.5), door rekening te houden met de relatie I ₂ = αIk ₁ exp(iφ + ikz ) met z = 0, de coherente absorptie A _co van de voorgestelde op grafeen gebaseerde CPA wordt uitgedrukt als [36]:

$$ {A}_{\mathrm{co}}=1-\frac{{\left|{O}_1\right|}^2+{\left|{O}_2\right|}^2}{ {\left|{I}_1\right|}^2+{\left|{I}_2\right|}^2}=1-\frac{1+{\alpha}^2-2\alpha \cos \left(\varphi \right)}{2\left(1+{\alpha}^2\right)} $$ (3)

Dus volgens vgl. (3), A _co kan worden gemanipuleerd door α . te wijzigen en φ . In het bijzonder, als α = 1, A _co kan worden afgestemd vanaf de minimale A _{co − min} = 0 tot het maximum A _{co − max} = 1 wanneer φ varieert van (2N + 1)π tot 2Nπ .

Zoals geïllustreerd in Fig. 3, wanneer twee opvallende lichten met φ = 0 en α = 1 zijn coherent verlicht op de voorgestelde structuur, dual-band perfecte absorptiepieken kunnen worden bereikt in λ ₁ = 9611 nm en λ ₂ = 9924 nm, respectievelijk. Bovendien, vergeleken met de absorptie onder de verlichting van slechts één invallende straal, is de absorptie van de voorgestelde op grafeen gebaseerde CPA aanzienlijk verbeterd. Het is vermeldenswaard dat de voorgestelde CPA vanwege zijn centrumsymmetrische functie ook polarisatie-ongevoelig is. Zoals weergegeven in Fig. 3, of het invallende licht met p of s polarisatie, het absorptiespectrum blijft hetzelfde.

De absorptiespectra van de voorgestelde op grafeen gebaseerde absorber onder de verlichting van slechts één invallende straal (rode curve) en onder coherente verlichting met p polarisatie (blauwe curve) en s polarisatie (zwarte curve)

Om de kenmerken van de voorgestelde CPA duidelijk te demonstreren, illustreren we de magnetische velden rond de dubbellaagse grafeengolfgeleider bij de golflengten van absorptiepieken. Zoals beschreven in Fig. 4a, b, worden de magnetische velden rond twee grafeenlagen zowel verzameld als gevangen op de golflengten van absorptiepieken. Voor de bovenste grafeenfilm zijn de magnetische velden echter voornamelijk beperkt tussen de siliciumvierkanten en de bovenste grafeenfilm, wat overeenkomt met de gelokaliseerde plasmonmodus. Bovendien, zodra een andere grafeenfilm onder de bovenste grafeenfilm wordt toegevoegd, zullen lichtenergieën worden overgedragen van de bovenste laag naar de onderste vanwege de resonantie met geleide modus. Vervolgens verbetert het koppelingseffect tussen de bovenste grafeenlaag en de onderste de optische velden en concentreert het de lichtenergieën in de voorgestelde structuur, wat leidt tot de dual-band absorptiepieken, zoals weergegeven in figuur 3. Aan de andere kant, bij de golflengte van 9000 nm zijn er weinig versterkte optische velden rond twee grafeenfilms, omdat het ver verwijderd is van resonantiegolflengten, zoals aangetoond in figuur 4c.

Contourprofielen van genormaliseerde magnetische velden van de voorgestelde op grafeen gebaseerde CPA (a ) bij λ₁ = 9611 nm, (b ) λ₂ = 9924 nm, en (c ) λ₃ = 9000 nm

Vervolgens demonstreren we, omwille van het weergeven van volledig optische modulatiekenmerken, de coherente absorptie van de voorgestelde absorber met verschillende faseverschillen φ , zoals geïllustreerd in Fig. 5. Ondertussen is de relatieve amplitude α van coherent invallend licht wordt ingesteld op 1, en de andere structurele parameters worden gelijk gehouden aan die in Fig. 1. Zoals weergegeven in Fig. 5a, b, door φ te vergroten van 0 tot π nemen twee absorptiepieken bij 9611 nm en 9924 nm continu af van respectievelijk 0,982 en 0,993 tot bijna 0. Het modulatiecontrast kan dus zo hoog zijn als 34,8 dB en 35,2 dB bij de twee coherente absorptiepieken met verschillende φ , die een significante volledig optische modulatie-eigenschap vertoont.

De absorptie van voorgestelde CPA met verschillende faseverschillen op de pieken van a λ1 = 9611 nm en b λ2 = 9924 nm, respectievelijk

In het volgende, voor ons systeem met vier lagen (siliciumarray-grafeengolfgeleider/silicalaag/grafeenfilm/silicasubstraat), gecombineerd met continue randvoorwaarden en de Maxwell-vergelijkingen, kan de dispersierelatie worden uitgedrukt als [37]:

$$ \exp \left(-2{k}_2{d}_1\right)=\frac{1+\frac{\varepsilon_2{k}_1}{\varepsilon_1{k}_2}}{1-\frac {\varepsilon_2{k}_1}{\varepsilon_1{k}_2}}\bullet \frac{\left(1+\frac{\varepsilon_2{k}_3}{\varepsilon_3{k}_2}\right)\left (1+\frac{\varepsilon_3{k}_4}{\varepsilon_4{k}_3}\right)+\left(1-\frac{\varepsilon_2{k}_3}{\varepsilon_3{k}_2}\right )\left(1-\frac{\varepsilon_3{k}_4}{\varepsilon_4{k}_3}\right)\exp \left(-2{k}_3{d}_g\right)}{\left( 1-\frac{\varepsilon_2{k}_3}{\varepsilon_3{k}_2}\right)\left(1+\frac{\varepsilon_3{k}_4}{\varepsilon_4{k}_3}\right)+ \left(1+\frac{\varepsilon_2{k}_3}{\varepsilon_3{k}_2}\right)\left(1-\frac{\varepsilon_3{k}_4}{\varepsilon_4{k}_3}\ rechts)\exp \left(-2{k}_3{d}_g\right)} $$ (4)

waar, ε _ik en k _ik (ik =-1, 2, 3, 4) zijn de permittiviteiten en golfvectoren van de silicium array-grafeen golfgeleider (i = 1), silicalaag (i = 2), grafeenfilm (i = 3), en silicasubstraat (i = 4), respectievelijk. d _g is de dikte van grafeen. Dus door de Fermi-energieën van twee grafeenfilms op de juiste manier te manipuleren, kunnen de kenmerken van plasmonische modi die door twee grafeenfilms worden ondersteund, aanzienlijk en onafhankelijk worden gecontroleerd. Zoals te zien is in Fig. 6a, b, kunnen de absorptiespectra van de voorgestelde CPA flexibel en afzonderlijk worden gemanipuleerd door de Fermi-energieën van grafeenfilm in de onderste of bovenste laag te veranderen. Wanneer de Fermi-energie E _{f 1} van grafeen in de bovenste laag blijft ongewijzigd en de Fermi-energie E _{f 2} van grafeen in de onderste laag neemt af van 0,31 tot 0,27 eV, de absorptiepiek bij λ ₁ rood verschuift en houdt de waarde vrijwel onveranderd, terwijl de absorptiepiek bij λ ₂ neemt snel af en verdwijnt zelfs onder E _{f 2} = 0,27 eV, zoals weergegeven in figuur 6a. Integendeel, wanneer E _{f 2} neemt toe van 0,31 tot 0,37 eV, de absorptiepiek bij λ ₁ neemt snel af en verdwijnt bijna onder E _{f 2} = 0,37 eV, terwijl de absorptiepiek bij λ ₂ blauw verschuift en houdt de waarde vrijwel ongewijzigd. Zo kan de dual-band voorgestelde perfecte absorber worden gewijzigd in smalbandige perfecte absorber door de E afzonderlijk te wijzigen. _{f 2} . Aan de andere kant, wanneer E _{f 2} blijft ongewijzigd en E _{f 1} neemt toe van 0,62 tot 0,72 eV, beide twee absorptiepieken verschuiven blauw en houden hun waarden vrijwel onveranderd over een breed golflengtebereik, wat een aanzienlijk afstembare karakteristiek laat zien. Vergeleken met de andere absorbers op basis van de discrete grafeenpatronen, is het vermeldenswaard dat twee grafeenfilms van de voorgestelde CPA in de continue vorm zijn, wat handiger is om uitstekende afstembaarheid te krijgen.

Absorptiespectra als functie van de golflengte en Fermi-niveaus van a lagere laag grafeen en b bovenste laag grafeen. De andere structurele parameters zijn hetzelfde als in Fig. 1

Daarnaast onderzoeken we de invloeden van verschillende structuurparameters op de optische absorptie van voorgestelde CPA, zoals weergegeven in figuur 7. Aangezien elk siliciumvierkant optreedt als een Fabry-Perot-resonator voor de gelokaliseerde plasmonmodus, en de resonantiegolflengte opmerkelijk gevoelig is tot de breedte van siliciumvierkanten. Dus, zoals weergegeven in Fig. 7a, wanneer de w wordt verhoogd, zijn dual-band absorptiepieken beide rood verschoven vanwege de toename van de effectieve resonantiegolflengte van de gelokaliseerde plasmonmodus. Bovendien zal de vulfactor toenemen met w , wat de intensiteit van veldverbetering en concentratie tussen het aangrenzende siliciumvierkant en binnenin grafeen verder versterkt. De absorptie-efficiëntie zal dus eerst toenemen met w . Met de continue toename van de vulfactor zullen echter te veel grafeengebieden worden bedekt door siliciumvierkanten. Hierdoor zal het absorptierendement vervolgens afnemen met de toename van w. Dan, zoals weergegeven in figuur 7b, zullen de absorptiepieken ook merkbaar rood verschoven zijn met de toename van p , omdat de resonantiegolflengte van de gelokaliseerde plasmonmodus groter wordt. Verder wordt opgemerkt dat de resonantiefrequentie van de plasmonische modus ondersteund door het onderste laag grafeen sterk afhangt van de scheidingsafstand d ₁ . Zoals weergegeven in Afb. 7c, wanneer d ₁ wordt verhoogd, zal de nearfield-koppelingssterkte tussen de resonantiemodi van de bovenste en onderste laag steeds zwakker worden, wat ertoe leidt dat de dual-band absorptiepieken uiteindelijk degenereren tot één piek. Ondertussen onderzoeken we ook de absorptie van voorgestelde CPA met verschillende diëlektrische arrays. Zoals weergegeven in Fig. 7d, zijn de prestaties van dual-band CPA met of de TiO₂ array (n _T = 2.9) of de GaSb-array (n _G = 3,8) is niet beter dan die met siliciumarray. Bovendien is het vermeldenswaard dat de golflengten van absorptiepieken rood verschoven zijn met de toename van de brekingsindex van de diëlektrische array.

Lichtabsorptie van voorgestelde CPA met verschillende a p , b met , c d ₁ , en d verschillende diëlektrische array, respectievelijk. De andere parameters zijn hetzelfde als in Afb. 2

Conclusie

Zoals eerder vermeld, zijn de meeste gerapporteerde op grafeen gebaseerde perfecte absorbers polarisatiegevoelig en gericht op de smalband of breedband perfecte absorbers, dual-band grafeen-gebaseerde perfecte absorbers worden zelden onderzocht in het midden-infraroodregime. In dit artikel hebben we een afstembare dual-band en polarisatie-ongevoelige CPA in het midden-infraroodregime ontworpen, en de bijbehorende absorptiekenmerken worden besproken met behulp van de verstrooiingsmatrix en FDTD-simulatie, die illustreren dat dual-band perfecte absorptiepieken zijn bereikt in respectievelijk 9611 nm en 9924 nm. Bovendien vertoont de voorgestelde CPA, vanwege zijn centrale symmetrische functie, ook polarisatie-ongevoelig. Ondertussen kunnen de coherente absorptiepieken volledig optisch worden gemoduleerd door de relatieve fase tussen twee omgekeerd invallende lichten te veranderen. Bovendien kunnen, door de Fermi-energieën van twee grafeenlagen te manipuleren, twee coherente absorptiepieken over een breed spectrumbereik bewegen, en onze ontworpen CPA kan ook worden gewijzigd van dual-band CPA naar smalband CPA. Aan de andere kant kunnen voor de voorgestelde CPA subgolflengtemetamaterialen op basis van siliciumvierkanten worden geïntegreerd voor de huidige CMOS-technologie, en kan door chemische dampafzetting (CVD) gegroeid grafeen over de silicalaag worden overgebracht met behulp van standaard overdrachtstechnieken [38]. Bovendien, in vergelijking met de apparaten op basis van patroongrafeen, houdt onze structuur grafeen in de continue vorm, wat het voordeel heeft dat de hoge mobiliteit van grafeen behouden blijft en de fabricageprocessen en de dopingconfiguratie worden vereenvoudigd. In de afgelopen jaren hebben sommige onderzoeksgroepen geprobeerd een aantal op grafeen gebaseerde apparaten te ontwerpen in een experiment op basis van de bovenstaande methoden [39,40,41]. Daarom geloven we dat het mogelijk is om onze voorgestelde structuur met vergelijkbare verwerking te fabriceren, en onze voorgestelde op grafeen gebaseerde CPA kan enkele potentiële toepassingen vinden op het gebied van het ontwikkelen van nanofotonische apparaten in het midden-infraroodregime.

Beschikbaarheid van gegevens en materialen

Alle gegevens die tijdens dit onderzoek zijn gegenereerd of geanalyseerd, zijn opgenomen in dit gepubliceerde artikel.

Afkortingen

2D:: Tweedimensionaal
CPA:: Coherente perfecte absorber
FDTD:: Tijdsdomein met eindig verschil
ITO:: Indiumtinoxide
SPP's:: Oppervlakte plasmon polaritonen
TMDC's:: Overgangsmetaal dichalcogeniden

Karakterisering en bereiding van nanoporeuze koolstof afgeleid van hennepstengels als anode voor lithium-ionbatterijen Nano-meting van gesolvateerde biomoleculen of nanodeeltjes uit de zelfdiffusiviteit van water in bio-geïnspireerde nanoporiën

Nanomaterialen

Metaal

Hars

vezel

Samengesteld materiaal