Modulación de encendido a apagado de modo dual de la transparencia inducida por plasmón y el efecto de acoplamiento en una metauperficie de terahercios basada en grafeno con patrones

Resumen

La transparencia inducida por plasmón (PIT), que es una interferencia destructiva entre el modo de superradiación y el modo de subradiación, se estudia en una metasuperficie de terahercios basada en grafeno con patrón compuesta de cintas de grafeno y tiras de grafeno. Como resultado de la simulación en el dominio del tiempo de diferencias finitas (FDTD) y el ajuste de la teoría del modo acoplado (CMT), el PIT puede modularse dinámicamente mediante el modo dual. La caída de transmisión izquierda (derecha) se adapta principalmente al voltaje de puerta aplicado a las cintas de grafeno (rayas), respectivamente, lo que significa que se realiza un modulador de modo dual de encendido a apagado. Sorprendentemente, también se logra una absorbancia del 50% y una propiedad de luz lenta de 0,7 ps, lo que demuestra que la metasuperficie PIT propuesta tiene aplicaciones importantes en absorción y luz lenta. Además, también se estudian en detalle los efectos de acoplamiento entre las cintas de grafeno y las tiras de grafeno en la metasuperficie PIT con diferentes parámetros estructurales. Por lo tanto, la estructura propuesta proporciona una nueva base para los moduladores multifunción de modo dual de encendido a apagado.

Introducción

En la actualidad, los polaritones de plasmón de superficie (SPP), como portadores para la transmisión de información y energía, se han convertido en un foco de investigación en la óptica de sub-longitud de onda. Generalmente, son producidos por la interacción entre los fotones en el campo de luz incidente y los electrones en la superficie del metal o aislante [1, 2]. Los SPP facilitan el desarrollo y la fabricación de circuitos ópticos y fotónicos altamente integrados debido a sus propiedades ópticas únicas. En primer lugar, son modos no radiativos con excelentes efectos de mejora de campo cercano. En segundo lugar, los SPP pueden romper la limitación de difracción óptica tradicional y localizar la luz en el rango de sub-longitud de onda [3]. En tercer lugar, sus propiedades dependen de los parámetros físicos del material circundante. Por lo tanto, los académicos han estudiado ampliamente las guías de onda de metal-dieléctrico-metal (MDM) basadas en SPP debido a su baja pérdida por flexión, su fuerte capacidad local y su baja dificultad de fabricación. Al mismo tiempo, se han propuesto muchos tipos de guías de ondas plasmónicas MDM, como divisores [4, 5], demultiplexores [6, 7], filtros [8,9,10] y sensores [11, 12]. Sin embargo, es particularmente inconveniente obtener una frecuencia o longitud de onda específica en la que la guía de ondas MDM solo puede modularse estáticamente. El grafeno, como una estructura de nido de abeja plana bidimensional que puede soportar la propagación de los SPP en el rango del infrarrojo medio y THz, se convierte en el candidato más prometedor en muchos materiales plasmónicos debido a sus excelentes propiedades ópticas, como fuerte localidad, baja pérdida, cerca de mejora de campo, ajuste dinámico, etc. [13, 14]. En consecuencia, la óptica plasmónica basada en grafeno se ha utilizado en muchas aplicaciones, por ejemplo, detección de luz [15, 16], absorción [17,18,19], conmutación [20] y otros fenómenos fascinantes como la óptica no lineal [21 , 22] y transparencia inducida por plasmón (PIT) [23,24,25,26]. El efecto PIT, que es el resultado de la interferencia destructiva entre el modo de superradiación y el modo de subradiación, ha producido una variedad de aplicaciones plasmónicas, por ejemplo, conmutación plasmónica [20, 27], propagación de luz lenta [28], imágenes holográficas [ 29] y almacenamiento óptico [30]. Para lograr una interacción tan compleja entre la luz y la materia, el PIT se puede obtener en cintas de grafeno heterogéneas [31], grafeno monocapa o multicapa [32,33,34] y metasuperficies basadas en grafeno [35]. . Sin embargo, estos dispositivos plasmónicos no solo son bastante complicados en diseño, sino también monomodo en términos de modulación. Además, es principalmente que la frecuencia de resonancia se sintonizará manipulando el nivel de grafeno de Fermi en la modulación de la mayoría de los dispositivos plasmónicos. Dado que se desprecia la transmitancia del PIT, no se puede realizar la modulación de encendido a apagado.

En este estudio, la metasuperficie PIT propuesta, que consta de cintas de grafeno periódicas y tiras de grafeno, es más fácil de implementar y fabricar. A través de la deposición química en fase de vapor (CVD) [36], las cintas de grafeno y las tiras de grafeno pueden crecer sobre la lámina de cobre, que se transfieren a un sustrato plano mediante técnicas de transferencia en seco y húmedo. Esta técnica produce menos desgarros, grietas y menor resistencia de la hoja. En segundo lugar, una de las ventajas más significativas es que la caída de transmisión izquierda (derecha) se ve afectada principalmente por el voltaje de puerta aplicado a las cintas de grafeno (rayas), respectivamente, lo que significa que se puede realizar la modulación de encendido a apagado de modo dual. En tercer lugar, incluso si el nivel de grafeno de Fermi es bajo, la absorción de la metasuperficie propuesta puede alcanzar el 50%, demostrando un absorbente extraordinario. Finalmente, cuando la movilidad de la cinta de grafeno y la tira de grafeno son ambas de 3 m ² / (Vs), el retardo de grupo puede ser tan alto como 0,7 ps, lo que representa que la metasuperficie propuesta también tiene funciones de luz lenta distinguidas. Además, también se estudian en detalle los efectos de acoplamiento entre las cintas de grafeno y las tiras de grafeno en la metasuperficie PIT con diferentes parámetros estructurales. Por lo tanto, esta investigación sienta una base sólida para el modulador multifunción de encendido y apagado de modo dual.

Métodos

La configuración de la metasuperficie PIT compuesta por el grafeno de una sola capa con patrón, los electrodos, los alambres de metal delgados y el sustrato de silicio se ilustra en la Fig. 1a. Las cintas de grafeno están conectadas con el electrodo izquierdo para modular sus niveles de Fermi por el voltaje de la puerta V _{g 1} . Además, las tiras de grafeno están conectadas con el electrodo derecho mediante cables delgados de metal y un voltaje de puerta V _{g 2} se aplica para modular sus niveles de Fermi [37, 38]. Los voltajes de la puerta V _{g 1} y V _{g 2} puede modular respectivamente los niveles de Fermi de las cintas de grafeno y las tiras de grafeno para realizar aún más la modulación de modo dual del PIT. Cabe señalar que la influencia sobre el efecto de transmisión puede ignorarse debido al pequeño tamaño de los cables de conexión [39]. En la Fig. 1b, el nivel de Fermi E _f de grafeno de una sola capa puede ser modulado indirectamente por el voltaje de la puerta, que se puede expresar como [40]:

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

Aquí, ħ , ε _d , ε ₀ , e , d ₀ y v _F son la constante de Planck reducida, la permitividad estática del silicio, la permitividad del vacío, la carga del electrón, el espesor del silicio y la velocidad de Fermi, respectivamente. Vale la pena mencionar que la concentración de portador tan alta como 4 × 10 ¹⁸ m ⁻² en la hoja de grafeno se observó mediante el empleo de una puerta electrolítica, lo que significa E _f =1,17 eV [41]; Con este método, el nivel de energía de Fermi del grafeno podría modificarse experimentalmente de 0,2 eV a 1,2 eV después de aplicar un alto voltaje de polarización [42]. La unidad estructural de la metasuperficie PIT propuesta, que consiste en una cinta de grafeno y una tira de grafeno colocadas sobre el sustrato de silicio, como se ilustra en la Fig. 1c. La periodicidad se toma como L _x y L _y; la distancia de acoplamiento entre la cinta de grafeno y la tira de grafeno es d ; el desplazamiento lateral de la tira de grafeno es S .

La conductividad óptica de una hoja de grafeno de una sola capa se compone principalmente de contribuciones entre bandas e intrabandas [43, 44, 45], que se pueden expresar como

$$ \ varepsilon \ left (\ omega \ right) =1 + \ frac {\ sigma_g} {\ varepsilon_0 \ omega \ varDelta} i. $$ (2) $$ {\ sigma} _g ={\ sigma} ^ {\ mathrm {intra}} + {\ sigma} ^ {\ mathrm {inter}}. $$ (3) $$ {\ sigma} ^ {\ mathrm {intra}} =\ frac {2i {e} ^ 2 {k} _BT} {\ pi {\ hslash} ^ 2 \ left (\ omega + i {\ tau} ^ {- 1} \ right)} En \ left [2 \ cosh \ left (\ frac {E_f} {2 {k} _BT} \ right) \ right]. $$ (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)

Aquí, G ( ξ ) =sinh ( ξ ) / [cosh ( E _f / k _B T ) + cosh ξ ], donde ξ = ε / k _B T . Además, ω , k _B , σ _g , σ _entre y σ _intra son la frecuencia angular de la luz incidente, la constante de Boltzmann, la conductividad del grafeno de capa única, las contribuciones entre bandas e intrabandas, respectivamente. En este trabajo, la temperatura ambiente es T =300 K; el grosor del grafeno es Δ =0,34 nm. σ _entre se puede ignorar debido a k _B T ≪ 2 E _f en la banda de terahercios. Por lo tanto, σ _g se puede expresar como

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

Aquí, el tiempo de relajación del electrón se puede expresar como τ = μ ₀ E _f / ( ev _F ² ) [40], con μ ₀ =1 m ² / (Vs) siendo la movilidad del grafeno. Además, la constante de propagación β de la luz incidente en la superficie del grafeno se puede expresar como [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)

Aquí, ε ₁ , ε ₂ y k ₀ son la permitividad relativa de la sílice y el aire, y el vector de onda de la onda plana, respectivamente.

En la Fig. 1d, la teoría del modo acoplado (CMT) [47] se utiliza para ajustar los espectros de transmisión y absorción de las simulaciones numéricas FDTD. Elementos A ₁ y A ₂ sirven como dos antenas para describir el efecto de acoplamiento entre la cinta de grafeno y la tira de grafeno. Cuando la luz incidente se ilumina desde A y sale de B, la relación se puede obtener mediante

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

Aquí, γ _{1 (2)} = ( iω - iω _{1 (2)} - γ _{i 1 (2)} - γ _{o 1 (2)} ), en el que el coeficiente entre pérdidas es γ _{i 1 (2)} =ω _{1 (2)} / (2 Q _{i 1 (2)} ) y el coeficiente de pérdida adicional es γ _{o 1 (2)} =ω _{1 (2)} / (2 Q _{o 1 (2)} ). Además, Q _{i 1 (2)} =Re ( n _ef ) / Soy ( n _ef ) [29] es el factor de calidad entre pérdidas, que puede obtenerse mediante un índice de refracción efectivo n _ef =β / k ₀ . El factor de calidad dentro de la pérdida se puede obtener mediante 1 / Q _{t 1 (2 )} =1 / Q _{i 1 (2)} + 1 / Q _{o 1 (2)} , con Q _{t 1 (2)} = f / Δ f siendo el factor de calidad de todo el sistema (Δ f es un ancho de banda de 3 dB). Tras la conservación de la energía, la relación de acoplamiento entre dos antenas es la siguiente:

$$ {A} _ {2 +} ^ {\ mathrm {in}} ={A} _ {1 +} ^ {\ mathrm {out}} {e} ^ {i \ varphi}, {A} _ { 1 -} ^ {\ mathrm {in}} ={A} _ {2 -} ^ {\ mathrm {out}} {e} ^ {i \ varphi}, $$ (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) $$ {A} _ {2 -} ^ {\ mathrm {in}} =0. $$ (12)

Aquí, los subíndices “+” y “-” representan que las antenas están iluminadas en la misma dirección y en direcciones opuestas; los superíndices "dentro" y "fuera" representan el signo de la luz incidente que entra y sale de las antenas. Además, μ _nm ( n =1, 2, m =1, 2, n ≠ m ) y φ son los coeficientes de acoplamiento y la diferencia de fase entre dos antenas, respectivamente. Así, podemos obtener el coeficiente de transmisión y el coeficiente de reflexión de la metasuperficie PIT propuesta.

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

Donde χ _{1 (2)} = iμ _{12 (21)} + ( γ _{o 1 (2)} γ _{o 2 (1)} ) ^1/2 e ^iφ . Luego, la transmisión y absorción de la metasuperficie PIT propuesta se puede obtener mediante

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

Resultados y discusión

Muy recientemente, las cintas de grafeno, como uno de los candidatos más prometedores en la serie de grafeno debido al hecho de que son muy fáciles de lograr experimentalmente y pueden soportar plasmones localizados (principalmente basados en resonancia de onda estacionaria similar a Fabry-Perot) [48 , 49,50] y propagar plasmones [51, 52], han atraído mucha atención en el campo de la nanofotónica. Aquí, aprovechamos el acoplamiento plasmónico entre las cintas de grafeno y las tiras de grafeno para demostrar un excelente efecto PIT.

Para discutir el origen físico del efecto PIT, los espectros de transmisión simulados de tres metasuperficies de grafeno y las distribuciones del campo eléctrico de toda la estructura y la tira de grafeno a la frecuencia de resonancia se ilustran en la Fig. 2a-c. En la Fig. 2a, cuando las metasuperficies son iluminadas por la luz polarizada x, se puede excitar un modo subradiante en la cinta de grafeno, lo que produce una curva roja con una transmitancia de 1. Mientras tanto, un modo superradiante se puede excitar directamente en el tira de grafeno, que produce una curva de Lorentz negra con una caída de transmisión del 7,90%. Como resultado, el modo subradiante puede ser excitado indirectamente por el modo superradiante, formando una curva PIT azul con un pico de transmisión del 88,61% generado por toda la estructura. Además, las distribuciones del campo eléctrico de toda la estructura y la tira de grafeno en la frecuencia de resonancia también pueden explicar el origen físico del fenómeno PIT. Cuando solo existen las tiras de grafeno en las unidades estructurales de cada patrón de metasuperficie de grafeno, la energía del campo eléctrico alrededor de la tira de grafeno está en un estado de equilibrio, como se ilustra en la Fig. 2c. En este caso, solo el campo eléctrico más débil está confinado alrededor de la tira de grafeno, lo que produce una curva de Lorentz con un factor de calidad más bajo. Sin embargo, cuando se agrega una cinta de grafeno a la metasuperficie, el equilibrio del campo eléctrico alrededor de la tira de grafeno se rompe. Por el momento, desde el efecto de acoplamiento entre ellos, el campo eléctrico alrededor de la tira de grafeno se mejora, y la cinta de grafeno también es excitada por el campo cercano, como se ilustra en la Fig. 2b. Por lo tanto, la energía del campo eléctrico se localiza alrededor de la tira de grafeno y la superficie de la misma, formando una curva PIT con factores de calidad más altos.

La modulación de encendido a apagado de modo dual de PIT se puede lograr mediante dos voltajes de puerta aplicados a las cintas de grafeno y las tiras de grafeno, como se ilustra en las Figs. 3a – h. Aquí, las cuatro caídas de resonancia están etiquetadas como "dip1, dip2, Dip1, Dip2". Cuando el nivel de Fermi E _{f 2} de la tira de grafeno se fija en 1.0 eV, el nivel de Fermi E _{f 1} de la cinta de grafeno se cambia para explorar el efecto PIT. En la Fig. 3a – d, como el nivel de Fermi E _{f 1} aumenta de 0,6 eV a 1,2 eV, hay un cambio significativo en dip1. Por un lado, la transmitancia de dip1 se reduce notablemente, lo que indica que se puede obtener una modulación de encendido a apagado. Por otro lado, el dip1 tiene un desplazamiento azul obvio que demuestra que es sensible al cambio del nivel de Fermi E _{f 1} y puede realizar modulación de frecuencia. Además, cuando el nivel de Fermi E _{f 1} de la cinta de grafeno se fija en 1.0 eV, un fenómeno similar ocurre en Dip2 con el aumento del nivel de Fermi E _{f 2} . Sin embargo, el desplazamiento al azul se observa de forma más significativa en la caída a la izquierda en ambos casos. Cuando los niveles de Fermi de la tira de grafeno y la cinta de grafeno son de 1,0 eV, la frecuencia de resonancia del modo de superradiación y la frecuencia de resonancia monopolo del modo de subradiación son básicamente 6,2 THz. Así, el acoplamiento entre ellos forma un PIT simétrico. Cuando el nivel de Fermi E _{f 1} de la cinta de grafeno aumenta de 0,6 eV a 1,0 eV, la frecuencia de resonancia monopolo del modo de subradiación se desplazó del lado izquierdo a 6,2 THz debido al cambio de conductividad de la cinta de grafeno. En el caso, el acoplamiento entre el modo de subradiación y el modo de superradiación es débil debido a las diferentes frecuencias de resonancia, generando un PIT altamente asimétrico. El desplazamiento al azul obvio del dip1 en la Fig. 3a-d se ve afectado principalmente por el desplazamiento al azul del modo de subradiación. De manera similar, el desplazamiento al azul obvio del Dip1 en la Fig. 3e – h está influenciado principalmente por el desplazamiento al azul del modo de superradiación. El mecanismo de encendido y apagado detallado se ilustra en la Fig. 3i. En el diseño del modulador de encendido a apagado, el "encendido" se establece en una transmitancia superior a 0,3; de lo contrario, se establece en "desactivado". Por lo tanto, la metasuperficie PIT propuesta puede realizar la función de modo dual activado en el nivel de Fermi de 0,6 eV a 0,8 eV y la función de modo dual desactivado en el nivel de Fermi de 0,8 eV a 1,2 eV. En resumen, el voltaje de la puerta V _{g 1} regula principalmente la caída de la transmisión izquierda, sin embargo, la caída de la transmisión derecha se adapta principalmente al voltaje de la puerta V _{g 2} . Por lo tanto, se realiza un modulador de encendido y apagado de modo dual. Mientras tanto, la modulación de modo dual de la absorción inducida por plasmón (PIA) también se obtiene en la Fig. 4a-h. Con el aumento del nivel de Fermi, el PIA tiene un cambio azul claro. Incluso si el nivel de grafeno de Fermi es bajo, la absorción de la metasuperficie propuesta puede alcanzar el 50%. Esto se debe a que el grafeno es similar a las propiedades de pérdida cuando el nivel de Fermi es bajo, lo que resulta en una gran pérdida y absorción [53]. El fenómeno significa que un nivel de Fermi más bajo puede lograr una mayor absorción, reduciendo así el voltaje requerido. Además, CMT ajusta los espectros de transmisión y absorción de la simulación FDTD. Aquí, la curva azul indica el resultado de la simulación FDTD; la curva de puntos rojos indica los datos de ajuste CMT.

Además, también se estudian los espectros de transmisión con diferentes movilidades de grafeno, como se ilustra en la Fig. 5 (a-c). Se obtiene una curva PIT completamente simétrica cuando E _{f 1} = E _{f 2} =1,0 eV. Sobre esta base, la movilidad del grafeno se incrementa de 1,0 m ² / (Vs) a 3,0 m ² / (Vs) en 1.0 m ² / (Vs) paso. A medida que aumenta la movilidad del grafeno, no solo los espectros de transmisión muestran un aparente desplazamiento hacia el rojo, sino que también el ancho de banda de 3 dB de las caídas de transmisión se vuelve más estrecho, lo que significa que la movilidad del grafeno también se puede utilizar para modular dinámicamente el PIT y los factores de calidad de las caídas de transmisión. Aquí, los espectros de transmisión de la simulación FDTD y el ajuste CMT siguen estando perfectamente adaptados. Se sabe que las prestaciones del efecto de luz lenta son mejores con el factor de calidad más alto de la caída de la transmisión. Por lo tanto, el cambio de fase de transmisión y el retraso de grupo con diferentes movilidades de grafeno se representan en la figura 5d-e. El retraso de grupo se logra mediante [54]:

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

a – c Espectros de transmisión de simulación FDTD y ajuste CMT con diferente movilidad de grafeno μ =μ ₀ , 2 μ ₀ , 3 μ ₀ . d, e Cambio de fase de transmisión y retraso de grupo con diferente movilidad de grafeno μ =μ ₀ , 2 μ ₀ , 3 μ ₀ . Aquí, E _{f 1} = E _{f 2} =1,2 eV

donde ϕ ( ω ) es el cambio de fase calculado por ϕ ( ω ) = arg ( t ). Los resultados muestran que tanto el retardo de grupo como el desplazamiento de fase son 0 cuando la transmitancia del sistema es cercana a 1. Además, el retardo de grupo grande ocurre en el pico de transmisión y sus alrededores debido al hecho de que la cinta de grafeno y el grafeno strip tienen un fuerte efecto de acoplamiento en la frecuencia de resonancia. Cuando la movilidad del grafeno alcanza los 3 μ ₀ , el retardo de grupo del sistema puede llegar hasta 0,7 ps. Sin embargo, el retardo de grupo en las caídas de transmisión alcanza un gran valor negativo, lo que significa una rápida propagación de la luz en el sistema. Mientras tanto, el cambio de fase también ha cambiado drásticamente en las caídas de la transmisión. Zhang y col. Recientemente ha propuesto una eficiencia de absorción del 50% y un rendimiento en luz lenta con una estructura de grafeno con patrón [25]. Sin embargo, la unidad de estructura propuesta compuesta por tiras dobles de grafeno y una cinta de grafeno, que es más compleja, no puede realizar la modulación de absorción y activación de modo dual. Además, no es razonable analizar la eficiencia de absorción cambiando la movilidad de las tiras dobles de grafeno con solo la cinta de grafeno aplicada con un voltaje de puerta. Además, el efecto de luz lenta analizado por el índice de grupo, que depende en gran medida del grosor del sustrato, no es objetivo. Y el índice de grupo que solo puede llegar a 382 es pobre.

Por último, se estudian en detalle los efectos de acoplamiento entre las cintas de grafeno y las tiras de grafeno en la metasuperficie PIT con diferentes parámetros estructurales, como se ilustra en la Fig. 6a-d. Otros parámetros estructurales se basan en la Fig. 2a. De la Fig.6a, a medida que aumenta la distancia de acoplamiento, la caída de la transmisión izquierda se cambia primero al azul y luego al rojo, mientras que la caída de la transmisión derecha no cambia básicamente, lo que significa que un cambio en la distancia de acoplamiento tiene una mayor influencia para la transmisión izquierda. aderezo. Cuando aumenta el desplazamiento lateral de la tira de grafeno, la posición de las caídas de transmisión no cambia debido a la luz incidente polarizada x, como se observa en la Fig. 6b. Curiosamente, en la Fig. 6c, el aumento de l ₄ da como resultado un desplazamiento al rojo escalonado en la caída de la transmisión izquierda y su factor de calidad es cada vez más pequeño, lo que indica la dependencia de la longitud de la tira de grafeno en los espectros de transmisión izquierda. La figura 6d ilustra que el aumento del ancho de la tira de grafeno provoca un ligero desplazamiento hacia el rojo en la bajada de la transmisión izquierda y un ligero cambio hacia el azul en la bajada de la transmisión derecha, aumentando la distancia entre las bajadas de la transmisión. Cabe mencionar que dado que los incrementos de largo y ancho de la tira de grafeno mejoran la inductancia del sistema resonante, se genera un fenómeno significativo.

Conclusión

En resumen, hemos simulado numéricamente y calculado teóricamente el PIT en la metasuperficie modelada compuesta por las cintas de grafeno y las tiras de grafeno, que es causada por la interferencia destructiva entre el modo superradiante y el modo subradiante. Curiosamente, la modulación de encendido a apagado de modo dual de PIT se puede lograr mediante dos voltajes de puerta aplicados a las cintas de grafeno y las tiras de grafeno. Además, se logra una tasa de absorción del 50% y una propiedad de luz lenta de 0,7 ps, lo que demuestra que la metasuperficie PIT propuesta tiene aplicaciones importantes en absorción y luz lenta. Además, se estudian en detalle los efectos de acoplamiento entre las cintas de grafeno y las tiras de grafeno en la metasuperficie PIT con diferentes parámetros estructurales. Por lo tanto, este trabajo proporciona aplicaciones potenciales para la implementación de moduladores multifunción de modo dual on-off.

Disponibilidad de datos y materiales

Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este artículo publicado.

Abreviaturas

CMT:: Teoría del modo acoplado
CVD:: Deposición de vapor químico.
FDTD:: Dominio del tiempo de diferencia finita
MDM:: Metal-dieléctrico-metal
PIT:: Transparencia inducida por plasmón
SPP:: Polaritones de plasmón de superficie

Dispositivo sináptico de captura de carga ReS2 para la aplicación de reconocimiento facial Ingeniería de las facetas laterales de los nanocables de InP orientados verticales [100] para heteroestructuras radiales novedosas

Nanomateriales

Materiales poliméricos

Biologicos

Teñir

Especias