Dual-mode aan-uit-modulatie van door plasmon geïnduceerde transparantie en koppelingseffect in op grafeen gebaseerd Terahertz-metasurface met patronen

Abstract

De plasmon-geïnduceerde transparantie (PIT), die destructieve interferentie is tussen de superradiation-modus en de subradiation-modus, wordt bestudeerd in een op grafeen gebaseerd terahertz-meta-oppervlak dat is samengesteld uit grafeenlinten en grafeenstrips. Als de resultaten van FDTD-simulatie (finite-difference time-domain) en gekoppelde-mode-theorie (CMT), kan de PIT dynamisch worden gemoduleerd door de dual-mode. De linker (rechter) transmissiedip wordt voornamelijk op maat gemaakt door de poortspanning die wordt toegepast op respectievelijk grafeenlinten (strepen), wat betekent dat een dual-mode aan-uit-modulator wordt gerealiseerd. Verrassend genoeg worden ook een absorptie van 50% en een langzame lichteigenschap van 0,7 ps bereikt, wat aantoont dat het voorgestelde PIT-meta-oppervlak belangrijke toepassingen heeft in absorptie en langzaam licht. Daarnaast worden ook de koppelingseffecten tussen de grafeenlinten en de grafeenstrips in het PIT-meta-oppervlak met verschillende structurele parameters in detail bestudeerd. De voorgestelde structuur biedt dus een nieuwe basis voor de dual-mode aan-naar-uit multifunctionele modulatoren.

Inleiding

Op dit moment zijn oppervlakteplasmonpolaritonen (SPP's), als drager voor het verzenden van informatie en energie, een onderzoekshotspot geworden in de subgolflengte-optiek. Over het algemeen worden ze geproduceerd door de interactie tussen de fotonen in het invallende lichtveld en de elektronen op het metaal- of isolatoroppervlak [1, 2]. De SPP's vergemakkelijken de ontwikkeling en productie van sterk geïntegreerde optica en fotonische circuits vanwege hun unieke optische eigenschappen. Ten eerste zijn het niet-stralingsmodi met geweldige effecten voor het verbeteren van het nabije veld. Ten tweede kunnen de SPP's de traditionele optische diffractiebeperking doorbreken en het licht lokaliseren in het subgolflengtebereik [3]. Ten derde hangen hun eigenschappen af van de fysieke parameters van het omringende materiaal. Daarom zijn op SPP's gebaseerde metaal-diëlektrisch-metaal (MDM) golfgeleiders op grote schaal bestudeerd door wetenschappers vanwege hun lage buigverlies, sterke lokale capaciteit en lage fabricagemoeilijkheden. Tegelijkertijd zijn er veel soorten MDM-plasmongolfgeleiders voorgesteld, zoals splitters [4, 5], demultiplexers [6, 7], filters [8,9,10] en sensoren [11, 12]. Het is echter bijzonder onhandig om een specifieke frequentie of golflengte te verkrijgen dat de MDM-golfgeleider alleen statisch kan worden gemoduleerd. Grafeen, als een tweedimensionale vlakke honingraatstructuur die de verspreiding van de SPP's in het midden-infrarood- en THz-bereik kan ondersteunen, wordt de meest veelbelovende kandidaat in veel plasmonische materialen vanwege de vele uitstekende optische eigenschappen zoals sterke lokaliteit, weinig verlies, bijna veldverbetering, dynamische aanpasbaarheid, enz. [13, 14]. Dientengevolge is op grafeen gebaseerde plasmonische optica in veel toepassingen gebruikt, bijvoorbeeld lichtdetectie [15, 16], absorptie [17,18,19], schakelen [20] en andere fascinerende fenomenen zoals niet-lineaire optica [21] , 22] en plasmon-geïnduceerde transparantie (PIT) [23,24,25,26]. Het PIT-effect, dat het resultaat is van destructieve interferentie tussen de superstralingsmodus en de substralingsmodus, heeft geleid tot een verscheidenheid aan plasmonische toepassingen, bijvoorbeeld plasmonische omschakeling [20, 27], slow-light-propagatie [28], holografische beeldvorming [ 29], en optische opslag [30]. Om zo'n complexe interactie tussen het licht en de materie te bereiken, kan de PIT worden verkregen in heterogene grafeenlinten [31], enkellaags of meerlaags grafeen [32,33,34] en op grafeen gebaseerde meta-oppervlakken [35] . Deze plasmonische apparaten zijn echter niet alleen nogal gecompliceerd qua ontwerp, maar ook single-mode in termen van modulatie. Bovendien is het voornamelijk dat de resonantiefrequentie zal worden afgestemd door het Fermi-niveau van grafeen te manipuleren in de modulatie van de meeste plasmonische apparaten. Omdat de transmissie van de PIT wordt verwaarloosd, kan de aan-uit-modulatie niet worden gerealiseerd.

In deze studie is het voorgestelde PIT-meta-oppervlak, dat bestaat uit de periodieke grafeenlinten en grafeenstrips, gemakkelijker te implementeren en te fabriceren. Door middel van chemische dampafzetting (CVD) [36] kunnen de grafeenlinten en de grafeenstrips op de koperfolie worden gekweekt, die door middel van droge en natte overdrachtstechnieken op een vlakke ondergrond worden overgebracht. Deze techniek zorgt voor minder scheuren, barsten en een lagere plaatweerstand. Ten tweede is een van de belangrijkste voordelen dat de linker (rechter) transmissiedip voornamelijk wordt beïnvloed door de poortspanning die wordt toegepast op respectievelijk grafeenlinten (strepen), wat betekent dat de dual-mode aan-uit-modulatie kan worden gerealiseerd. Ten derde, zelfs als het Fermi-niveau van grafeen laag is, kan de absorptie van het voorgestelde meta-oppervlak 50% bereiken, wat een buitengewone absorber aantoont. Ten slotte, wanneer de mobiliteit van het grafeenlint en de grafeenstrip beide 3 m² zijn /(Vs), kan de groepsvertraging oplopen tot 0,7 ps, wat betekent dat het voorgestelde meta-oppervlak ook onderscheidende slow-light-functies heeft. Bovendien worden koppelingseffecten tussen de grafeenlinten en de grafeenstrips in het PIT-meta-oppervlak met verschillende structurele parameters ook in detail bestudeerd. Daarom legt dit onderzoek een solide basis voor de dual-mode aan-uit multifunctionele modulator.

Methoden

De configuratie van het PIT-meta-oppervlak, bestaande uit het van een patroon voorziene enkellaags grafeen, de elektroden, de dunne metalen draden en het substraatsilicium, wordt geïllustreerd in figuur 1a. De grafeenlinten zijn verbonden met de linkerelektrode om hun Fermi-niveaus te moduleren door de poortspanning V _{g 1} . Bovendien zijn de grafeenstrips verbonden met de rechterelektrode met behulp van dunne metalen draden en een poortspanning V _{g 2} wordt toegepast om hun Fermi-niveaus te moduleren [37, 38]. De poortspanningen V _{g 1} en V _{g 2} kan respectievelijk de Fermi-niveaus van de grafeenlinten en de grafeenstrips moduleren om de dual-mode modulatie van de PIT verder te realiseren. Het is vermeldenswaard dat de invloed op het transmissie-effect kan worden verwaarloosd vanwege de kleine afmeting van de verbindingsdraden [39]. In Fig. 1b, het Fermi-niveau E _f van enkellaags grafeen kan indirect worden gemoduleerd door de poortspanning, die kan worden uitgedrukt als [40]:

$$ {E}_f=\hslash {\upsilon}_F\sqrt{\frac{\pi {\varepsilon}_0{\varepsilon}_d{V}_{\mathrm{g}}}{e{d}_0 }}. $$ (1)

een Schema van de 3 × 3 eenheidsstructuur van het PIT-meta-oppervlak. b Het gemoduleerde diagram van poortspanning. c Bovenaanzicht van structurele eenheid met geometrische parameters L _x =6,0 m, L _j =4,0 m, l ₁ =1,0 m, l ₂ =1,4 m, l ₃ =d =0,8 m, l ₄ =2,9 m, en S =1,55 m. d Koppelingsdiagram tussen het grafeenlint en de grafeenstrook

Hier, ħ , ε _d , ε ₀ , e , d ₀ , en v _F zijn respectievelijk de gereduceerde Planck-constante, de statische permittiviteit van silicium, de vacuüm permittiviteit, de elektronenlading, de siliciumdikte en de Fermi-snelheid. Het is vermeldenswaard dat de dragerconcentratie zo hoog is als 4 × 10¹⁸ m⁻² in grafeenblad werd waargenomen door gebruik te maken van een elektrolytische poort, wat betekent E _f =1,17 eV [41]; met deze methode kon het Fermi-energieniveau van grafeen experimenteel worden gewijzigd van 0,2 eV naar 1,2 eV na het toepassen van een hoge voorspanning [42]. De structurele eenheid van het voorgestelde PIT-meta-oppervlak, dat bestaat uit een grafeenlint en een grafeenstrip die op het siliciumsubstraat is geplaatst, zoals geïllustreerd in figuur 1c. De periodiciteit wordt genomen als L _x en L _j; de koppelingsafstand tussen het grafeenlint en de grafeenstrook is d; de laterale verplaatsing van de grafeenstrook is S .

De optische geleidbaarheid van een enkellaags grafeenvel bestaat voornamelijk uit inter-band en intra-band bijdragen [43,44,45], die kan worden uitgedrukt als

$$ \varepsilon \left(\omega \right)=1+\frac{\sigma_g}{\varepsilon_0\omega \varDelta}i. $$ (2) $$ {\sigma}_g={\sigma}^{\mathrm{intra}}+{\sigma}^{\mathrm{inter}}. $$ (3) $$ {\sigma}^{\mathrm{intra}}=\frac{2i{e}^2{k}_BT}{\pi {\hslash}^2\left(\omega +i {\tau}^{-1}\right)} In\left[2\cosh \left(\frac{E_f}{2{k}_BT}\right)\right]. $$ (4) $$ {\sigma}^{\mathrm{inter}}=\frac{i{e}^2\left(\omega +i{\tau}^{-1}\right)}{ 4\pi {k}_BT}{\int}_0^{+\infty}\frac{G\left(\xi \right)}{\hslash^2{\left(\omega +i{\tau}^ {-1}\right)}^2/{\left(2{k}_BT\right)}^2-{\xi}^2} d\xi . $$ (5)

Hier, G(ξ ) =sinh(ξ )/[cosh(E _f /k _B T )+coshξ ], waar ξ =ε /k _B T . Bovendien, ω , k _B , σ _g , σ _inter , en σ _intra zijn respectievelijk de hoekfrequentie van invallend licht, de Boltzmann-constante, de geleidbaarheid van enkellaags grafeen, de interband- en intrabandbijdragen. In dit werk is de kamertemperatuur T =300K; de dikte van het grafeen is Δ =0,34 nm. σ _inter kan worden genegeerd vanwege k _B T ≪ 2E _f in de terahertzband. Dus, σ _g kan worden uitgedrukt als

$$ {\sigma}_g=\frac{i{e}^2{E}_f}{\pi {\hslash}^2\left(\omega +i{\tau}^{-1}\right) }. $$ (6)

Hier kan de elektronenrelaxatietijd worden uitgedrukt als τ =μ ₀ E _f /(ev _F ² ) [40], met μ ₀ =1 m² /(Vs) zijnde de grafeenmobiliteit. Trouwens, de voortplantingsconstante β van het invallende licht op het grafeenoppervlak kan worden uitgedrukt als [46]

$$ \frac{\varepsilon_1}{\sqrt{\beta^2-{\varepsilon}_1{k}_0^2}}+\frac{\varepsilon_2}{\sqrt{\beta^2-{\varepsilon} _2{k}_0^2}}=-\frac{i{\sigma}_g}{\omega {\varepsilon}_0}. $$ (7)

Hier, ε ₁ , ₂ , en k ₀ zijn respectievelijk de relatieve permittiviteit van silica en lucht, en de golfvector van de vlakke golf.

In figuur 1d wordt de gekoppelde-modustheorie (CMT) [47] gebruikt om de transmissie- en absorptiespectra van FDTD-numerieke simulaties te passen. Elementen A₁ en A₂ dienen als twee antennes om het koppelingseffect tussen het grafeenlint en de grafeenstrip te beschrijven. Wanneer het invallende licht vanuit A wordt verlicht en vanuit B wordt verlaten, kan de relatie worden verkregen door

$$ \left(\begin{array}{cc}{\gamma}_1&-i{\mu}_{12}\\ {}-i{\mu}_{21}&{\gamma}_2\end {array}\right)\cdot \left(\begin{array}{c}{a}_1\\ {}{a}_2\end{array}\right)=\left(\begin{array}{cc }-{\gamma}_{o1}^{1/2}&0\\ {}0&-{\gamma}_{o2}^{1/2}\end{array}\right)\cdot \left (\begin{array}{c}{A}_{1+}^{in}+{A}_{1-}^{in}\\ {}{A}_{2+}^{in} +{A}_{2-}^{in}\end{array}\right). $$ (8)

Hier, γ ₁₍₂₎ = (iω – iω ₁₍₂₎ – γ _{ik 1(2)} – _{o 1(2)} ), waarbij de interverliescoëfficiënt γ . is _{ik 1(2)} = ₁₍₂₎ /(2Q _{ik 1(2)} ) en de extra-verliescoëfficiënt is γ _{o 1(2)} = ₁₍₂₎ /(2Q _{o 1(2)} ). Bovendien, Q _{ik 1(2)} =Re(n _eff )/Im(n _eff ) [29] is de kwaliteitsfactor tussen verlies, die kan worden verkregen door de effectieve brekingsindex n _eff = /k ₀ . De kwaliteitsfactor voor intra-verlies kan worden verkregen door 1/Q _{t 1(2)} =1/Q _{ik 1(2)} + 1/V _{o 1(2)} , met Q_{t 1(2)} =f /Δf de kwaliteitsfactor van het hele systeem zijn (Δf is 3 dB bandbreedte). Na het behoud van energie is de koppelingsrelatie tussen twee antennes als volgt:

$$ {A}_{2+}^{\mathrm{in}}={A}_{1+}^{\mathrm{out}}{e}^{i\varphi},{A}_{ 1-}^{\mathrm{in}}={A}_{2-}^{\mathrm{out}}{e}^{i\varphi}, $$ (9) $$ {A}_{ 1+}^{\mathrm{o}\mathrm{ut}}={A}_{1+}^{\mathrm{in}}-a{\gamma}_{\mathrm{o}1}^{ 1/2},{A}_{2+}^{\mathrm{o}\mathrm{ut}}={A}_{2+}^{\mathrm{in}}-b{\gamma}_ {o2}^{1/2}, $$ (10) $$ {A}_{1-}^{\mathrm{o}\mathrm{ut}}={A}_{1-}^{\ mathrm{in}}-a{\gamma}_{\mathrm{o}1}^{1/2},{A}_{2-}^{\mathrm{o}\mathrm{ut}}={ A}_{2-}^{\mathrm{in}}-b{\gamma}_{o2}^{1/2}, $$ (11) $$ {A}_{2-}^{\ wiskunde{in}}=0. $$ (12)

Hier geven de subscripts "+" en "-" aan dat de antennes in dezelfde en tegengestelde richtingen worden verlicht; de superscripts "in" en "out" vertegenwoordigen het teken van het invallende licht dat de antennes binnenkomt en verlaat. Bovendien, μ _nm (n =1, 2, m =1, 2, n ≠ m ) en φ zijn respectievelijk de koppelingscoëfficiënten en het faseverschil tussen twee antennes. We kunnen dus de transmissiecoëfficiënt en de reflectiecoëfficiënt van het voorgestelde PIT-meta-oppervlak verkrijgen.

$$ t=\frac{A_{2+}^{out}}{A_{1+}^{in}}={e}^{i\varphi}+\left[{\gamma}_{o1} {\gamma}_2{e}^{i\varphi}+{\gamma}_{o2}{\gamma}_1+{\left({\gamma}_{o1}{\gamma}_{o2}\right )}^{1/2}\left({\chi}_1{e}^{i\varphi}+{\chi}_2\right)\right]\cdot {\left({\gamma}_1{\ gamma}_2-{\chi}_1{\chi}_2\right)}^{-1}, $$ (13) $$ r=\frac{A_{1-}^{out}}{A_{1 +}^{in}}=\left[{\gamma}_{o1}{\gamma}_1+{\gamma}_{o2}{\gamma}_1{e}^{i\varphi}+{\left ({\gamma}_{o1}{\gamma}_{o2}\right)}^{1/2}\left({\chi}_1+{\chi}_2{e}^{i\varphi}\ right)\right]\cdot {\left({\gamma}_1{\gamma}_2-{\chi}_1{\chi}_2\right)}^{-1}. $$ (14)

Waar χ ₁₍₂₎ =iμ ₁₂₍₂₁₎ +(γ _{o 1(2)} γ _{o 2(1)} )^1/2 e ^iφ . Vervolgens kan de transmissie en absorptie van het voorgestelde PIT-meta-oppervlak worden verkregen door

$$ T={t}^2,A=1-{t}^2-{r}^2. $$ (15)

Resultaten en discussie

Zeer recent zijn de grafeenlinten, als een van de meest veelbelovende kandidaten in de grafeenreeks, zeer eenvoudig experimenteel te bereiken en kunnen ze gelokaliseerde plasmonen ondersteunen (voornamelijk gebaseerd op Fabry-Perot-achtige staande golfresonantie) [48] ,49,50] en propageren plasmonen [51, 52], hebben veel aandacht getrokken op het gebied van nanofotonica. Hier gebruiken we de plasmonische koppeling tussen de grafeenlinten en de grafeenstrips om een uitstekend PIT-effect aan te tonen.

Om de fysieke oorsprong van het PIT-effect te bespreken, worden gesimuleerde transmissiespectra van drie grafeenmeta-oppervlakken en elektrische veldverdelingen van de gehele structuur en grafeenstrook bij de resonantiefrequentie geïllustreerd in Fig. 2a-c. In Fig. 2a, wanneer de meta-oppervlakken worden beschenen door het x-gepolariseerde licht, kan een subradiant-modus worden geëxciteerd in het grafeenlint, dat een rode curve produceert met een transmissie van 1. Ondertussen kan een superradiant-modus direct worden geëxciteerd in de grafeenstrip, die een zwarte Lorentzcurve met een transmissiedip van 7,90% teweegbrengt. Als resultaat kan de subradiant-modus indirect worden geëxciteerd door de superradiant-modus, waardoor een blauwe PIT-curve wordt gevormd met een transmissiepiek van 88,61% gegenereerd door de gehele structuur. Bovendien kunnen elektrische veldverdelingen van de gehele structuur en de grafeenstrook bij de resonantiefrequentie ook de fysieke oorsprong van het PIT-fenomeen verklaren. Wanneer alleen de grafeenstrips bestaan in de structurele eenheden van elk patroongrafeenmeta-oppervlak, bevindt de elektrische veldenergie rond de grafeenstrip zich in een evenwichtstoestand, zoals geïllustreerd in figuur 2c. In dit geval wordt alleen het zwakkere elektrische veld rond de grafeenstrook opgesloten, wat een Lorentz-curve met een lagere kwaliteitsfactor oplevert. Wanneer echter een grafeenlint aan het meta-oppervlak wordt toegevoegd, wordt de elektrische veldbalans rond de grafeenstrip verbroken. Op dit moment wordt het elektrische veld rond de grafeenstrip, sinds het koppelingseffect daartussen, versterkt en wordt het grafeenlint ook geëxciteerd door het nabije veld, zoals geïllustreerd in figuur 2b. Daarom is de elektrische veldenergie gelokaliseerd rond de grafeenstrook en het grafeenlintoppervlak, waardoor een PIT-curve wordt gevormd met factoren van hogere kwaliteit.

een Gesimuleerde transmissiespectra van drie grafeenmeta-oppervlakken. b Elektrisch veldverdeling van de gehele structuur bij de resonantiepiek. c Elektrisch veldverdeling van de grafeenstrip bij de resonantiedip. Hier, E _{f 1} =E _{f 2} =1,0 eV

De dual-mode aan-uit-modulatie van PIT kan worden bereikt door twee poortspanningen die worden toegepast op de grafeenlinten en de grafeenstrips, zoals geïllustreerd in Fig. 3a–u. Hier worden de vier resonantiedips aangeduid met "dip1, dip2, Dip1, Dip2". Wanneer het Fermi-niveau E _{f 2} van de grafeenstrook is vastgesteld op 1,0 eV, het Fermi-niveau E _{f 1} van het grafeenlint is veranderd om het PIT-effect te onderzoeken. In Fig. 3a-d, als het Fermi-niveau E _{f 1} stijgt van 0,6 eV naar 1,2 eV, is er een significante verandering in dip1. Om te beginnen is de transmissie van de dip1 opmerkelijk verminderd, wat aangeeft dat een aan-uit-modulatie kan worden verkregen. Voor een ander heeft de dip1 een duidelijke blauwverschuiving, wat aantoont dat hij gevoelig is voor de verandering van Fermi-niveau E _{f 1} en kan frequentiemodulatie realiseren. Trouwens, wanneer het Fermi-niveau E _{f 1} van het grafeenlint is vastgesteld op 1,0 eV, een soortgelijk fenomeen doet zich voor in Dip2 met de toename van het Fermi-niveau E _{f 2} . De blauwverschuiving wordt echter in beide gevallen significanter waargenomen in de linkerdip. Wanneer Fermi-niveaus van de grafeenstrip en het grafeenlint beide 1,0 eV zijn, zijn de resonantiefrequentie van de superstralingsmodus en de monopoolresonantiefrequentie van de substralingsmodus in feite 6,2 THz. De koppeling daartussen vormt dus een symmetrische PIT. Wanneer het Fermi-niveau E _{f 1} van het grafeenlint wordt verhoogd van 0,6 eV naar 1,0 eV, de monopoolresonantiefrequentie van de substralingsmodus verschoven van de linkerkant naar de 6,2 THz vanwege de verandering van de geleidbaarheid van het grafeenlint. In dit geval is de koppeling tussen de substralingsmodus en de superstralingsmodus zwak vanwege verschillende resonantiefrequenties, waardoor een zeer asymmetrische PIT wordt gegenereerd. De voor de hand liggende blauwverschuiving van de dip1 in Fig. 3a-d wordt voornamelijk beïnvloed door de blauwverschuiving van de sub-stralingsmodus. Evenzo wordt de voor de hand liggende blauwverschuiving van de Dip1 in Fig. 3e-h voornamelijk beïnvloed door de blauwverschuiving van de superradiatiemodus. Het gedetailleerde aan-uit-mechanisme wordt geïllustreerd in figuur 3i. In het ontwerp van de aan-uit-modulator is de "aan" ingesteld op een transmissie van meer dan 0,3; anders is het ingesteld op "uit". Het voorgestelde PIT-meta-oppervlak kan dus de dual-mode-aan-functie in het Fermi-niveau van 0,6 eV tot 0,8 eV en de dual-mode-uit-functie in het Fermi-niveau van 0,8 eV tot 1,2 eV realiseren. Kortom, de poortspanning V _{g 1} regelt voornamelijk de linker transmissiedip, maar de rechter transmissiedip wordt voornamelijk afgestemd op de gate-spanning V _{g 2} . Daarom wordt een dual-mode aan-uit-modulator gerealiseerd. Ondertussen wordt de dual-mode modulatie van plasmon-geïnduceerde absorptie (PIA) ook verkregen in Fig. 4a-h. Met de verhoging van het Fermi-niveau heeft de PIA een duidelijke blauwverschuiving. Zelfs als het Fermi-niveau van grafeen laag is, kan de absorptie van het voorgestelde meta-oppervlak 50% bereiken. Dit komt omdat grafeen vergelijkbaar is met verlieseigenschappen wanneer het Fermi-niveau laag is, wat resulteert in een hoog verlies en absorptie [53]. Het fenomeen betekent dat een lager Fermi-niveau een hogere absorptie kan bereiken, waardoor de vereiste spanning wordt verlaagd. Verder zijn de transmissie- en absorptiespectra van FDTD-simulatie beide gefit door CMT. Hier geeft de blauwe curve het FDTD-simulatieresultaat aan; de rode gestippelde curve geeft de CMT-aanpasgegevens aan.

Transmissiespectra van FDTD-simulatie en CMT-fitting (a –d ) voor verschillende E _{f 1} wanneer E _{f 2} =1,0 eV. e –u Voor verschillende E _{f 2} wanneer E _{f 1} =1,0 eV. ik Relatie tussen de transmissie van resonantiedip en het Fermi-niveau

Absorptiespectra van FDTD-simulatie en CMT-aanpassing (a –d ) voor verschillende E _{f 1} wanneer E _{f 2} =1,0 eV. e –u Voor verschillende E _{f 2} wanneer E _{f 1} =1,0 eV

Daarnaast worden ook transmissiespectra met verschillende grafeenmobiliteiten bestudeerd, zoals geïllustreerd in Fig. 5(a-c). Een volledig symmetrische PIT-curve wordt verkregen wanneer E _{f 1} =E _{f 2} =1,0 eV. Op basis hiervan wordt de grafeenmobiliteit verhoogd van 1,0 m² /(Vs) tot 3,0 m² /(Vs) in een 1,0 m² /(Vs) stap. Naarmate de grafeenmobiliteit toeneemt, vertonen niet alleen de transmissiespectra een duidelijke roodverschuiving, maar wordt ook de bandbreedte van 3 dB van de transmissiedips smaller, wat betekent dat grafeenmobiliteit ook kan worden gebruikt om de PIT- en kwaliteitsfactoren van transmissiedips dynamisch te moduleren. Hier zijn transmissiespectra van FDTD-simulatie en CMT-fitting nog steeds perfect op elkaar afgestemd. Het is bekend dat de prestaties van het slow-light-effect beter zijn met de hogere kwaliteitsfactor van de transmissiedip. Daarom zijn de transmissiefaseverschuiving en de groepsvertraging met verschillende grafeenmobiliteiten uitgezet in Fig. 5d-e. De groepsvertraging wordt bereikt door [54]:

$$ {\mathrm{t}}_g=\frac{d\phi \left(\omega \right)}{d\omega}, $$ (16)

a–c Transmissiespectra van FDTD-simulatie en CMT-fitting met verschillende grafeenmobiliteit μ =μ ₀ , 2μ ₀ , 3μ ₀ . d, e Transmissiefaseverschuiving en de groepsvertraging met verschillende grafeenmobiliteit μ =μ ₀ , 2μ ₀ , 3μ ₀ . Hier, E _{f 1} =E _{f 2} =1,2 eV

waar ϕ (ω ) is de faseverschuiving berekend door ϕ (ω ) = arg (t ). De resultaten laten zien dat zowel de groepsvertraging als de faseverschuiving 0 zijn wanneer de transmissie van het systeem dicht bij 1 is. Bovendien treedt de grote groepsvertraging op bij de transmissiepiek en zijn omgeving vanwege het feit dat het grafeenlint en het grafeen strip hebben een sterk koppelingseffect bij de resonantiefrequentie. Wanneer de grafeenmobiliteit 3μ . bereikt ₀ , kan de groepsvertraging van het systeem oplopen tot 0,7 ps. De groepsvertraging bij de transmissiedips bereikt echter een grote negatieve waarde, wat een snelle lichtvoortplanting in het systeem betekent. Ondertussen is de faseverschuiving ook drastisch veranderd bij de transmissiedips. Zhang et al. heeft onlangs een absorptie-efficiëntie van 50% en prestaties bij langzaam licht voorgesteld met een grafeenstructuur met patronen [25]. De voorgestelde structuureenheid bestaande uit dubbele grafeenstrips en een grafeenlint, dat complexer is, kan de dual-mode aan-uit- en absorptiemodulatie echter niet realiseren. Bovendien is het onredelijk om de absorptie-efficiëntie te analyseren door de mobiliteit van de dubbele grafeenstrips te veranderen waarbij alleen het grafeenlint wordt toegepast met een poortspanning. Verder is het langzaam-lichteffect geanalyseerd door de groepsindex die grotendeels afhankelijk is van de dikte van het substraat niet objectief. En de groepsindex die maar 382 kan bereiken is slecht.

Ten slotte worden koppelingseffecten tussen de grafeenlinten en de grafeenstrips in het PIT-meta-oppervlak met verschillende structurele parameters in detail bestudeerd, zoals geïllustreerd in Fig. 6a-d. Andere structurele parameters zijn gebaseerd op Fig. 2a. Uit figuur 6a blijkt dat naarmate de koppelingsafstand groter wordt, de linker transmissiedip eerst blauw verschoven en vervolgens rood verschoven is, terwijl de rechter transmissiedip in principe ongewijzigd is, wat betekent dat een verandering van de koppelingsafstand een grotere invloed heeft op de linkertransmissie duik. Wanneer de laterale verplaatsing van de grafeenstrip toeneemt, verandert de positie van de transmissiedips niet vanwege het x-gepolariseerde invallende licht, zoals waargenomen in figuur 6b. Interessant is dat in Fig. 6c de toename van l ₄ resulteert in een getrapte roodverschuiving in de linker transmissiedip en de kwaliteitsfactor wordt kleiner, wat wijst op de afhankelijkheid van de grafeenstrooklengte van de linker transmissiespectra. Fig. 6d illustreert dat de toename van de grafeenstrookbreedte een lichte roodverschuiving veroorzaakt in de linker transmissiedip en een lichte blauwverschuiving in de rechter transmissiedip, waardoor de afstand tussen de transmissiedips toeneemt. Het is vermeldenswaard dat, aangezien de toename van de lengte en breedte van de grafeenstrip de inductantie van het resonantiesysteem verbetert, een significant fenomeen wordt gegenereerd.

Afhankelijkheid van transmissiespectra van verschillende geometrische parameters. een De koppelafstand, d , (b ) de laterale verplaatsing, S , (c ) de lengte van de grafeenstrook, l ₄ , (d ) de breedte van de grafeenstrook, l ₂

Conclusie

Kortom, we hebben de PIT numeriek gesimuleerd en theoretisch berekend in het meta-oppervlak met patronen bestaande uit de grafeenlinten en de grafeenstrips, die wordt veroorzaakt door destructieve interferentie tussen de superradiant-modus en de subradiant-modus. Interessant is dat de dual-mode aan-uit-modulatie van PIT kan worden bereikt door twee poortspanningen toe te passen op de grafeenlinten en de grafeenstrips. Bovendien wordt een absorptiesnelheid van 50% en een langzame lichteigenschap van 0,7 ps bereikt, wat aantoont dat het voorgestelde PIT-meta-oppervlak belangrijke toepassingen heeft in absorptie en langzaam licht. Verder worden koppelingseffecten tussen de grafeenlinten en de grafeenstrips in het PIT-meta-oppervlak met verschillende structurele parameters in detail bestudeerd. Dit werk biedt dus potentiële toepassingen voor de implementatie van dual-mode aan-naar-uit multifunctionele modulatoren.

Beschikbaarheid van gegevens en materialen

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

Afkortingen

CMT:: Gekoppelde modustheorie
CVD:: Chemische dampafzetting.
FDTD:: Tijdsdomein met eindig verschil
MDM:: Metaal-diëlektrisch-metaal
PIT:: Door plasma veroorzaakte transparantie
SPP's:: Oppervlakte plasmon polaritonen

ReS2 Charge Trapping Synaptic Device for Face Recognition Application Ontwikkeling van de zijfacetten van verticale [100] georiënteerde InP-nanodraden voor nieuwe radiale heterostructuren

Nanomaterialen

Metaal

Hars

vezel

Samengesteld materiaal