Un absorbente perfecto coherente sintonizable de doble banda e insensible a la polarización basado en una guía de ondas híbrida de grafeno de doble capa

Introducción

Como tema crucial para la nanofotónica y la optoelectrónica, la interacción eficiente entre la luz y la materia ha causado gran preocupación en los últimos años [1, 2], particularmente en los materiales bidimensionales (2D) atómicamente delgados. Se han demostrado muchos informes, como dicalcogenuros de metales de transición (TMDC) [3, 4], grafeno [5,6,7,8,9], nitruro de boro hexagonal [10], fósforo negro [11], etc. . Como material 2D prototípico, el grafeno puede interactuar con la luz en un amplio rango de longitud de onda (ultravioleta a terahercios). Sin embargo, debido a su estructura de banda electrónica cónica y sin espacios naturales [12], la eficiencia de absorción de la luz en el grafeno es tan baja como aproximadamente un 2,3%. Afortunadamente, la banda prohibida óptica del grafeno puede abrirse dopando o utilizando otros métodos especiales, lo que da como resultado la excitación de polaritones de plasmón superficial (SPP) en las bandas de terahercios e infrarrojos [13]. Entonces, la absorción y el confinamiento de la luz en el grafeno pueden reforzarse notablemente debido a los SPP excitados, que pueden prolongar el tiempo de interacción entre el grafeno y la luz [14, 15, 16, 17, 18, 19]. Por lo tanto, los dispositivos plasmónicos de grafeno se han convertido en un tema interesante y significativo, y se han demostrado extensas investigaciones en varios campos, como absorbentes [17, 18], filtros ópticos [20], sensores [21], moduladores [22] y fotodetectores. [23, 24].

Más específicamente, entre estos dispositivos basados ​​en grafeno, el absorbedor óptico tiene un papel importante en el campo del desarrollo de dispositivos optoelectrónicos avanzados, como dispositivos y emisores que atrapan energía solar. Recientemente, debido a los atributos únicos del grafeno, se han informado algunos absorbentes basados ​​en el grafeno. Además, como se mencionó anteriormente, la mayoría de estos absorbentes se centran en los regímenes de terahercios e infrarrojos, porque el grafeno con procesos especiales puede excitar los SPP, lo que conduce a fuertes interacciones luz-grafeno en estas longitudes de onda [3]. Por ejemplo, basándose en el grafeno, Luo et al. [25] propuso un absorbedor perfecto sintonizable con banda ultra-estrecha, que puede mantener un rendimiento satisfactorio bajo incidencia de ángulo amplio. En Ref. [16], mediante la incorporación de grafeno monocapa a los metamateriales, Xiao et al. demostraron que el análogo de EIT se realizó en el régimen de terahercios, y su intensidad de resonancia se podía manipular de manera flexible en un amplio rango. Jiang y col. [26] diseñó, fabricó e investigó un absorbente de banda ancha basado en grafeno modelado en el régimen de terahercios, y la absorción por encima del 90% se logra de 1,54 a 2,23 THz. Con el fin de manipular el plasmón superficial del grafeno de una manera eficaz y factible, Xia et al. sugirió que podría realizarse mediante el uso de una rejilla conductora sinusoidal con un tamaño de sub-longitud de onda [19].

Es importante destacar que el absorbente perfecto coherente (CPA), que es otra forma de controlar y fortalecer la absorción óptica del grafeno, ha atraído una gran atención debido a las características de modulación totalmente óptica [27, 28]. Dependiendo de los efectos de interferencia y la interacción de la absorción, CPA proporciona un método potencial para manipular luz con luz sin no linealidad. Y. D. Chong y col. investigó teóricamente el CPA con la matriz de dispersión [29]. En poco tiempo, se reportaron sucesivamente dos tipos de CPA en la placa de silicio [30] y en el metamaterial plano [31]. Recientemente, el CPA también se ha estudiado intensamente en dispositivos basados ​​en grafeno. Por ejemplo, combinado con nanoestructura de centrosimetría de metal-grafeno, Y. Ning et al. [32] investigó un CPA sintonizable insensible a la polarización y mostró que la absorción podía ser modulada de manera flexible y totalmente óptica por la energía de Fermi del grafeno y la fase relativa entre las luces incidentes. Al atrapar la resonancia de modo guiado en una rejilla dieléctrica de sublongitud de onda, X. Feng et al. [33] realizó un CPA sintonizable basado en grafeno, que se puede aplicar en una cobertura de amplio espectro desde los regímenes visibles hasta los infrarrojos. Y. C. Fan y col. [34] explotó la metasuperficie basada en nanocintas de grafeno para CPA en el régimen de infrarrojo medio, y demostró que este CPA puede manipularse de manera flexible cambiando las propiedades del grafeno y los parámetros estructurales de la metasuperficie. Sin embargo, el CPA basado en grafeno de doble banda también es de gran importancia para los dispositivos nanofotónicos y optoelectrónicos, pero rara vez se investiga en el régimen del infrarrojo medio. Además, cómo mejorar su capacidad de ajuste también es un desafío al que se enfrenta el CPA de doble banda.

En este artículo, diseñamos y estudiamos un CPA sintonizable de doble banda e insensible a la polarización en la banda del infrarrojo medio, que contiene una matriz de silicio acoplada en una guía de ondas de grafeno de doble capa. El mecanismo físico del CPA diseñado se analiza mediante la matriz de dispersión. Mientras tanto, las características del CPA propuesto se demuestran mediante las simulaciones de dominio de tiempo de diferencia finita (FDTD). Cuando la luz incidente se ilumina en la matriz de silicio, dado que las resonancias plasmónicas en las películas de grafeno continuas dobles pueden surgir debido al mecanismo de resonancia de modo guiado, el efecto de acoplamiento entre ellas da como resultado picos de absorción de doble banda perfectos, que se logran en 9611 nm y 9924 nm, respectivamente. Además, debido a su característica simétrica central, el absorbedor propuesto también demuestra ser insensible a la polarización. Además, la mayoría de los absorbentes basados ​​en grafeno informados se manipulan solo cambiando las propiedades del grafeno a través de un campo electrostático, campo magnético o dopaje químico, que son las causas de pérdidas adicionales y también hacen que los dispositivos sean más complicados. Para nuestro CPA propuesto, las absorciones coherentes se pueden modular totalmente ópticamente alterando la fase relativa entre dos luces incidentes inversas, lo que mejora la capacidad de ajuste del absorbedor y no aumenta la complejidad de la estructura. Mientras tanto, al manipular las energías de Fermi de dos capas de grafeno, dos picos de absorción coherentes pueden moverse en un amplio rango de espectro, y nuestro CPA diseñado también se puede cambiar de CPA de doble banda a CPA de banda estrecha. Por lo tanto, nuestro trabajo proporciona una forma muy prometedora con conveniencia y sensibilidad para aplicaciones potenciales que incluyen interruptores, dispositivos lógicos totalmente ópticos y fotodetectores coherentes.

Métodos

Como se ilustra en la Fig. 1, hay dos películas de grafeno continuas sobre el sustrato de sílice, que están separadas por una capa de sílice. Mientras tanto, la matriz de silicio se coloca en la parte superior de la película de grafeno superior. Aquí, la longitud ( x -dirección) y ancho ( y -direction) de cada cuadrado de silicio en la matriz se establecen como w =80 nm, como se muestra en la Fig. 1c. Mientras tanto, ambos períodos de cuadrados de silicio en el x -dirección y y -dirección son p =160 nm, y el grosor ( z dirección) del cuadrado de silicio es h =100 nm. Además, los espesores del espaciador de sílice y el sustrato son d ₁ =75 nm y d ₂ =150 nm, respectivamente. yo ₁ y yo ₂ , como dos luces incidentes coherentes, se irradian simultáneamente en el CPA propuesto desde dos direcciones contrarias, como se muestra en la Fig. 1a. La relación entre yo ₁ y yo ₂ soy yo ₂ = αI ₁ exp ( iφ + ikz ), donde α , φ y z son la amplitud relativa, la diferencia de fase y el punto de referencia de fase entre I ₁ y yo ₂ , respectivamente. O ₁ y O ₂ son las luces emergentes que se dispersan desde la parte inferior y superior del CPA propuesto. Además, los espesores de dos películas de grafeno se establecen en 0,34 nm en nuestras simulaciones, y las conductividades de dos películas de grafeno se calculan dentro de la aproximación de fase aleatoria local de la siguiente manera [35]:

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

donde T =300K es la temperatura ambiente y E _f es la energía de Fermi. Mientras tanto, el tiempo de relajación intrínseco se describe como \ (\ tau =\ mu {E} _f / \ mathrm {e} {\ upsilon} _f ^ 2 \), donde υ _f es la velocidad de Fermi y μ =10000 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ es la movilidad del portador. Para nuestra estructura propuesta, las energías de Fermi de las películas de grafeno superior e inferior se asumen como E _{f 1} =0,66 eV y E _{f 2} =0,31 eV , respectivamente.

un Diagrama esquemático del absorbente perfecto basado en grafeno de doble banda. b Vista lateral con dimensiones especificadas. c Vista superior con dimensiones especificadas

En la simulación, utilizamos el método 3D FDTD para el cálculo numérico. Mientras tanto, las condiciones de contorno periódicas se aplican a lo largo de la x - y y -direcciones, y la capa perfectamente combinada se aplica a lo largo de la z -dirección que incluye tanto la parte superior como la inferior del dispositivo propuesto. Además, utilizamos la malla no uniforme para calcular los resultados de la simulación, donde el tamaño mínimo de malla dentro de la capa de grafeno es igual a 0,1 nm y aumenta gradualmente fuera de la película de grafeno para reducir el espacio de almacenamiento y el tiempo de cálculo.

Resultados y discusión

En primer lugar, para explicar claramente el mecanismo físico, investigamos la absorción del CPA propuesto bajo la iluminación normal de un solo haz incidente I ₁ en el z -dirección. Dado que el CPA basado en grafeno se encuentra en el entorno de simetría, los coeficientes de transmisión y reflexión combinados se pueden expresar como r = η y t =1 + η , respectivamente, donde η es la amplitud autoconsistente relacionada con la guía de ondas híbrida de grafeno. Por lo tanto, la absorción se deriva como A =1 - | r | ² - | t | ² =- 2 η ² - 2 η . La condición de máxima absorción es ∂A / ∂η =0 ( ∂A ² / ∂η ² es real y negativo) y obtenemos \ (\ eta =- \ frac {1} {2} \). Entonces, el límite de absorción máxima es A _máx =0,5. En nuestra simulación, cuando solo un rayo incidente I ₁ se ilumina verticalmente sobre el absorbedor propuesto, debido a las resonancias plasmónicas en las películas dobles de grafeno, que emergen por la luz incidente a través de la matriz de silicio para el mecanismo de resonancia en modo guiado, luego el efecto de acoplamiento entre las películas dobles de grafeno conduce a la doble picos de absorción de banda ancha, como se muestra en la Fig. 2. Sin embargo, los dos picos de absorción son inferiores a 0,5, lo que concuerda con el límite de absorción.

Los espectros de reflexión (R), transmisión (T) y absorción (A) del absorbente propuesto a base de grafeno con energías de Fermi E _{f 1} =0,66 eV y E _{f 2} =0,31 eV bajo la iluminación de un solo haz incidente I ₁ en el z dirección

Entonces, cuando yo ₁ y yo ₂ incidente verticalmente sobre la estructura propuesta desde lados opuestos, el diagrama esquemático se muestra en la Fig. 1a. Mientras tanto, O ₁ y O ₂ también se puede suponer como las intensidades de las luces emergentes de la parte inferior y superior del CPA propuesto. La relación entre las luces incidentes y las luces emergentes se demuestra mediante la matriz de dispersión:

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

Cuando se satisface el límite de absorción incoherente (es decir, r ₁₁ = r ₂₂ =- 0.5 y t ₁₂ = t ₂₁ =0.5), considerando la relación I ₂ = αI ₁ exp ( iφ + ikz ) con z =0, la absorción coherente A _co del CPA basado en grafeno propuesto se expresa como [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)

Por lo tanto, de acuerdo con la Ec. (3), A _co se puede manipular cambiando α y φ . En particular, si α =1, A _co se puede ajustar desde el mínimo A _{co - min} =0 al máximo A _{co - max} =1 cuando φ varía de (2 N + 1) π a 2 Nπ .

Como se ilustra en la Fig.3, cuando dos luces incidentes con φ =0 y α =1 se iluminan coherentemente en la estructura propuesta, se pueden lograr picos de absorción perfecta de doble banda en λ ₁ =9611 nm y λ ₂ =9924 nm, respectivamente. Además, en comparación con la absorción bajo la iluminación de un solo haz incidente, la absorción del CPA basado en grafeno propuesto se ha mejorado significativamente. Vale la pena señalar que debido a su característica simétrica de centro, el CPA propuesto también demuestra ser insensible a la polarización. Como se muestra en la Fig.3, si las luces incidentes con p o s polarización, el espectro de absorción sigue siendo el mismo.

Los espectros de absorción del absorbente a base de grafeno propuesto bajo la iluminación de un solo haz incidente (curva roja) y bajo iluminación coherente con p polarización (curva azul) y polarización s (curva negra)

Para demostrar claramente las características del CPA propuesto, ilustramos los campos magnéticos alrededor de la guía de ondas de grafeno de doble capa en las longitudes de onda de los picos de absorción. Como se describe en la Fig. 4a, b, los campos magnéticos alrededor de dos capas de grafeno se reúnen y quedan atrapados en las longitudes de onda de los picos de absorción. Sin embargo, para la película de grafeno superior, los campos magnéticos están confinados principalmente entre los cuadrados de silicio y la película de grafeno superior, que corresponden al modo de plasmón localizado. Además, una vez que se agrega otra película de grafeno debajo de la película de grafeno superior, las energías de la luz se transferirán de la capa superior a la inferior debido a la resonancia en modo guiado. Luego, el efecto de acoplamiento entre la capa superior de grafeno y la inferior potencia los campos ópticos y concentra las energías lumínicas en la estructura propuesta, lo que conduce a los picos de absorción de doble banda, como se muestra en la Fig. 3. Por otro lado, a la longitud de onda de 9000 nm, hay pocos campos ópticos reforzados alrededor de dos películas de grafeno, porque está lejos de las longitudes de onda de resonancia, como se demuestra en la Fig. 4c.

Perfiles de contorno de campos magnéticos normalizados del CPA basado en grafeno propuesto ( a ) en λ ₁ =9611 nm, ( b ) λ ₂ =9924 nm y ( c ) λ ₃ =9000 nm

A continuación, con el fin de mostrar las características de modulación totalmente ópticas, demostramos la absorción coherente del absorbedor propuesto con diferentes diferencias de fase φ , como se ilustra en la Fig. 5. Mientras tanto, la amplitud relativa α de luces incidentes coherentes se establece como 1, y los otros parámetros estructurales se mantienen igual que en la Fig. 1. Como se muestra en la Fig. 5a, b, aumentando φ de 0 a π, dos picos de absorción a 9611 nm y 9924 nm disminuyen continuamente de 0,982 y 0,993 a casi 0, respectivamente. Por lo tanto, el contraste de modulación puede ser tan alto como 34,8 dB y 35,2 dB en los dos picos de absorción coherentes con diferentes φ , que muestra una propiedad de modulación totalmente óptica significativa.

La absorción del CPA propuesto con diferencia de fase diferente en los picos de a λ1 =9611 nm y b λ2 =9924 nm, respectivamente

A continuación, para nuestro sistema de cuatro capas (matriz de silicio-guía de ondas de grafeno / capa de sílice / película de grafeno / sustrato de sílice), combinado con condiciones de contorno continuo y las ecuaciones de Maxwell, la relación de dispersión se puede expresar como [37]:

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

donde, ε _i y k _i ( yo =1, 2, 3, 4) son las permitividades y los vectores de onda de la guía de ondas de grafeno y matriz de silicio ( i =1), capa de sílice ( i =2), película de grafeno ( i =3) y sustrato de sílice ( i =4), respectivamente. d _g es el espesor del grafeno. Por lo tanto, manipulando adecuadamente las energías de Fermi de dos películas de grafeno, las características de los modos plasmónicos sostenidos por dos películas de grafeno podrían controlarse de manera significativa e independiente. Como se ve en la Fig. 6a, b, los espectros de absorción del CPA propuesto se pueden manipular de manera flexible y separada alterando las energías de Fermi de la película de grafeno de la capa inferior o de la capa superior. Cuando la energía Fermi E _{f 1} de grafeno de capa superior permanece sin cambios y la energía Fermi E _{f 2} de grafeno de capa inferior disminuye de 0,31 a 0,27 eV, el pico de absorción en λ ₁ cambia al rojo y mantiene el valor casi sin cambios, mientras que el pico de absorción en λ ₂ se reduce rápidamente e incluso desaparece bajo E _{f 2} =0.27 eV, como se muestra en la Fig. 6a. Por el contrario, cuando E _{f 2} aumenta de 0,31 a 0,37 eV, el pico de absorción en λ ₁ se reduce rápidamente y casi desaparece bajo E _{f 2} =0.37 eV, mientras que el pico de absorción en λ ₂ cambia al azul y mantiene el valor casi sin cambios. Por lo tanto, el absorbedor perfecto de banda dual propuesto se puede cambiar a un absorbedor perfecto de banda estrecha alterando por separado el E _{f 2} . Por otro lado, cuando E _{f 2} permanece sin cambios y E _{f 1} aumenta de 0,62 a 0,72 eV, ambos picos de absorción se desplazan hacia el azul y mantienen sus valores casi sin cambios en un amplio rango de longitudes de onda, lo que demuestra una característica significativamente sintonizable. En comparación con los otros absorbentes basados ​​en los patrones de grafeno discretos, vale la pena señalar que dos películas de grafeno del CPA propuesto están en forma continua, lo que es más conveniente para obtener una excelente sintonización.

Espectros de absorción en función de la longitud de onda y los niveles de Fermi de a grafeno de capa inferior y b grafeno de capa superior. Los otros parámetros estructurales son los mismos que en la Fig. 1

Además, investigamos las influencias de diferentes parámetros de estructura en la absorción óptica del CPA propuesto, como se muestra en la Fig. 7. Dado que cada cuadrado de silicio funciona como un resonador de Fabry-Perot para el modo de plasmón localizado, y la longitud de onda resonante es notablemente sensible al ancho de los cuadrados de silicona. Por lo tanto, como se muestra en la Fig. 7a, cuando el w aumenta, los picos de absorción de doble banda se desplazan al rojo debido al incremento de la longitud de onda de resonancia efectiva del modo de plasmón localizado. Además, el factor de llenado aumentará con w , lo que refuerza aún más la intensidad de la mejora del campo y la concentración entre el cuadrado de silicio vecino y el grafeno interior. Por lo tanto, la eficiencia de absorción aumentará en primer lugar con w . Sin embargo, con el incremento continuo del factor de relleno, demasiadas áreas de grafeno estarán cubiertas por cuadrados de silicio. Como resultado, la eficiencia de absorción disminuirá posteriormente con el incremento de w. Entonces, como se muestra en la Fig. 7b, los picos de absorción también se desplazarán notablemente al rojo con el incremento de p , porque la longitud de onda resonante del modo plasmón localizado aumenta. Además, se observa que la frecuencia de resonancia del modo plasmónico soportado por el grafeno de la capa inferior depende en gran medida de la distancia de separación d ₁ . Como se muestra en la Fig. 7c, cuando d ₁ aumenta, la fuerza de acoplamiento de campo cercano entre los modos de resonancia de la capa superior e inferior se volverá cada vez más débil, lo que hará que los picos de absorción de doble banda eventualmente degeneren en un solo pico. Mientras tanto, también investigamos la absorción del CPA propuesto con diferentes matrices dieléctricas. Como se muestra en la Fig. 7d, el rendimiento de CPA de doble banda con si el TiO ₂ matriz ( n _T =2.9) o la matriz GaSb ( n _G =3.8) no es mejor que el que tiene una matriz de silicio. Además, vale la pena señalar que las longitudes de onda de los picos de absorción se desplazan al rojo con el incremento del índice de refracción de la matriz dieléctrica.

Absorción de luz del CPA propuesto con diferentes a p , b w , c d ₁ y d matriz dieléctrica diferente, respectivamente. Los otros parámetros son los mismos que en la Fig. 2

Conclusión

Como se mencionó anteriormente, la mayoría de los absorbentes perfectos basados ​​en grafeno informados son sensibles a la polarización y se centran en los absorbentes perfectos de banda estrecha o banda ancha, los absorbentes perfectos basados ​​en grafeno de doble banda rara vez se investigan en el régimen del infrarrojo medio. En este artículo, hemos diseñado un CPA sintonizable de banda dual e insensible a la polarización en el régimen de infrarrojo medio, y las características de absorción correspondientes se discuten mediante el uso de la matriz de dispersión y la simulación FDTD, que ilustran que los picos de absorción perfecta de banda dual son logrado en 9611 nm y 9924 nm, respectivamente. Además, debido a su característica simétrica de centro, el CPA propuesto también exhibe insensible a la polarización. Mientras tanto, los picos de absorción coherentes se pueden modular totalmente ópticamente alterando la fase relativa entre dos luces incidentes inversas. Además, al manipular las energías de Fermi de dos capas de grafeno, dos picos de absorción coherentes pueden moverse en un amplio rango de espectro, y nuestro CPA diseñado también se puede cambiar de CPA de doble banda a CPA de banda estrecha. Por otro lado, para el CPA propuesto, los metamateriales de sublongitud de onda basados ​​en cuadrados de silicio pueden integrarse para la tecnología CMOS actual, y el grafeno cultivado por deposición química de vapor (CVD) puede transferirse sobre la capa de sílice utilizando técnicas de transferencia estándar [38]. Además, en comparación con los dispositivos basados ​​en grafeno estampado, nuestra estructura mantiene el grafeno en forma continua, lo que tiene la ventaja de preservar la alta movilidad del grafeno y simplifica los procesos de fabricación, así como la configuración de dopaje. En los últimos años, algunos grupos de investigación han intentado diseñar algunos dispositivos basados ​​en grafeno en un experimento basado en los métodos anteriores [39, 40, 41]. Por lo tanto, creemos que es posible fabricar nuestra estructura propuesta con un procesamiento similar, y nuestro CPA basado en grafeno propuesto puede encontrar algunas aplicaciones potenciales en el campo del desarrollo de dispositivos nanofotónicos en el régimen del infrarrojo medio.

Disponibilidad de datos y materiales

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

Abreviaturas

2D:

Dos dimensiones

CPA:

Absorbente perfecto coherente

FDTD:

Dominio del tiempo de diferencia finita

ITO:

Óxido de indio y estaño

SPP:

Polaritones de plasmón de superficie

TMDC:

Dicalcogenuros de metales de transición

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