Ein abstimmbarer Dual-Band- und polarisationsunempfindlicher kohärenter perfekter Absorber basierend auf einem Doppelschicht-Graphen-Hybrid-Wellenleiter

Einführung

Als entscheidendes Thema für die Nanophotonik und Optoelektronik hat die effiziente Licht-Materie-Wechselwirkung in den letzten Jahren große Bedenken ausgelöst [1, 2], insbesondere bei atomar dünnen zweidimensionalen (2D) Materialien. Viele Berichte wurden gezeigt, wie Übergangsmetall-Dichalkogenide (TMDCs) [3, 4], Graphen [5,6,7,8,9], hexagonales Bornitrid [10], schwarzer Phosphor [11] und so weiter . Als prototypisches 2D-Material kann Graphen mit Licht in einem breiten Wellenlängenbereich (Ultraviolett bis Terahertz) wechselwirken. Aufgrund seiner natürlichen lückenlosen und konischen elektronischen Bandstruktur [12] beträgt die Absorptionseffizienz von Licht in Graphen jedoch nur etwa 2,3%. Glücklicherweise kann die optische Bandlücke von Graphen durch Dotierung oder andere spezielle Methoden geöffnet werden, was zur Anregung von Oberflächenplasmonenpolaritonen (SPPs) im Terahertz- und Infrarotband führt [13]. Dann kann die Absorption und Eingrenzung von Licht in Graphen aufgrund der angeregten SPPs bemerkenswert verstärkt werden, was die Wechselwirkungszeit zwischen Graphen und Licht verlängern kann [14,15,16,17,18,19]. Daher sind plasmonische Geräte aus Graphen zu einem interessanten und bedeutenden Thema geworden, und es wurden umfangreiche Forschungen auf verschiedenen Gebieten wie Absorbern [17, 18], optischen Filtern [20], Sensoren [21], Modulatoren [22] und Photodetektoren durchgeführt [23, 24].

Genauer gesagt, unter diesen auf Graphen basierenden Vorrichtungen nimmt der optische Absorber eine wichtige Rolle auf dem Gebiet der Entwicklung fortschrittlicher optoelektronischer Vorrichtungen ein, wie beispielsweise Vorrichtungen zum Einfangen von Sonnenenergie und Emittern. Vor kurzem wurde aufgrund der einzigartigen Eigenschaften von Graphen über einige Absorber auf Basis von Graphen berichtet. Darüber hinaus konzentrieren sich die meisten dieser Absorber, wie oben erwähnt, auf den Terahertz- und Infrarotbereich, da Graphen mit speziellen Prozessen SPPs anregen kann, was zu starken Licht-Graphen-Wechselwirkungen in diesen Wellenlängen führt [3]. Basierend auf Graphen haben Luo et al. [25] schlugen einen abstimmbaren perfekten Absorber mit ultraschmalem Band vor, der bei Weitwinkeleinfall zufriedenstellende Leistungen aufrechterhalten kann. In Ref.-Nr. [16], durch Einbetten von Monolayer-Graphen in die Metamaterialien, Xiao et al. zeigten, dass das EIT-Analogon im Terahertz-Bereich realisiert wurde und seine Resonanzintensität über einen weiten Bereich flexibel manipuliert werden konnte. Jianget al. [26] entwarfen, fabrizierten und untersuchten einen Breitbandabsorber auf Basis von strukturiertem Graphen im Terahertz-Bereich, und eine Absorption von über 90 % wird von 1,54 bis 2,23 THz erreicht. Um das Oberflächenplasmon von Graphen effektiv und praktikabel zu manipulieren, haben Xia et al. schlugen vor, dass dies durch die Verwendung eines leitfähigen Sinusgitters mit Subwellenlängengröße realisiert werden könnte [19].

Wichtig ist, dass der kohärente perfekte Absorber (CPA), der eine weitere Möglichkeit zur Kontrolle und Verstärkung der optischen Absorption von Graphen darstellt, aufgrund der rein optischen Modulationseigenschaften große Aufmerksamkeit auf sich gezogen hat [27, 28]. Abhängig von den Interferenzeffekten und dem Wechselspiel der Absorption bietet CPA eine potenzielle Methode, um Licht mit Licht ohne Nichtlinearität zu manipulieren. Y. D. Chong et al. untersuchten theoretisch den CPA mit der Streumatrix [29]. Es dauerte nicht lange, bis zwei Arten von CPA nacheinander in der Siliziumplatte [30] und im planaren Metamaterial [31] beschrieben wurden. In letzter Zeit wurde CPA auch in Geräten auf Graphenbasis intensiv untersucht. Kombiniert mit einer zentrosymmetrischen Metall-Graphen-Nanostruktur beispielsweise haben Y. Ning et al. [32] untersuchten ein abstimmbares, polarisationsunempfindliches CPA und zeigten, dass die Absorption durch die Fermi-Energie von Graphen und die relative Phase zwischen den einfallenden Lichtern flexibel und rein optisch moduliert werden kann. Durch Einfangen der Resonanz im geführten Modus in einem dielektrischen Gitter im Subwellenlängenbereich haben X. Feng et al. [33] realisierten eine abstimmbare graphenbasierte CPA, die in einem breiten Spektrum vom sichtbaren bis zum infraroten Bereich angewendet werden kann. Y. C. Fan et al. [34] nutzten eine Graphen-Nanoband-basierte Metaoberfläche für CPA im mittleren Infrarotbereich und zeigten, dass diese CPA flexibel manipuliert werden kann, indem die Eigenschaften von Graphen und strukturelle Parameter der Metaoberfläche verändert werden. Die auf Graphen basierende Dualband-CPA ist jedoch auch für die Nanophotonik und Optoelektronik von großer Bedeutung, wird jedoch selten im mittleren Infrarotbereich untersucht. Darüber hinaus stellt die Verbesserung der Einstellbarkeit auch eine Herausforderung für das Dual-Band-CPA dar.

In diesem Papier entwerfen und untersuchen wir einen abstimmbaren Dualband- und polarisationsunempfindlichen CPA im mittleren Infrarotband, der ein Silizium-Array enthält, das in einen doppellagigen Graphen-Wellenleiter gekoppelt ist. Der physikalische Mechanismus des entworfenen CPA wird durch die Streumatrix analysiert. Inzwischen werden die Merkmale der vorgeschlagenen CPA durch die Finite-Differenzen-Zeitbereichssimulationen (FDTD) demonstriert. Wenn das einfallende Licht in das Silizium-Array eingestrahlt wird, führt der Kopplungseffekt zwischen ihnen zu den perfekten Dualband-Absorptionspeaks, da die plasmonischen Resonanzen auf den doppelt kontinuierlichen Graphenfilmen aufgrund des Mechanismus der geführten Modenresonanz entstehen können. die in 9611 nm bzw. 9924 nm erreicht werden. Darüber hinaus ist der vorgeschlagene Absorber aufgrund seiner zentralsymmetrischen Eigenschaft auch polarisationsunempfindlich. Darüber hinaus werden die meisten der berichteten Absorber auf Graphenbasis manipuliert, indem nur die Eigenschaften von Graphen durch ein elektrostatisches Feld, ein Magnetfeld oder eine chemische Dotierung geändert werden, die die Ursachen für zusätzliche Verluste sind und die Geräte auch komplizierter machen. Bei unserem vorgeschlagenen CPA können die kohärenten Absorptionen rein optisch moduliert werden, indem die relative Phase zwischen zwei rückwärts einfallenden Lichtern geändert wird, was die Einstellbarkeit des Absorbers verbessert und die Komplexität der Struktur nicht erhöht. Durch die Manipulation der Fermi-Energien von zwei Graphenschichten können sich zwei kohärente Absorptionspeaks über einen breiten Spektrumsbereich bewegen, und unser entwickelter CPA kann auch von Dualband-CPA zu Schmalband-CPA geändert werden. Daher bietet unsere Arbeit einen vielversprechenden Weg mit Komfort und Empfindlichkeit für potenzielle Anwendungen wie Schalter, rein optische logische Geräte und kohärente Photodetektoren.

Methoden

Wie in Abb. 1 dargestellt, befinden sich auf dem Siliziumdioxidsubstrat zwei durchgehende Graphenfilme, die durch eine Siliziumdioxidschicht getrennt sind. Währenddessen wird das Silizium-Array auf die Oberseite des oberen Graphenfilms gelegt. Hier ist die Länge (x -Richtung) und Breite (y -Richtung) jedes Siliziumquadrats im Array sind beide als w . festgelegt = 80 nm, wie in Abb. 1c gezeigt. Inzwischen sind beide Perioden der Siliziumquadrate im x -Richtung und y -Richtung sind p = 160 nm und die Dicke (z Richtung) des Siliziumquadrats ist h = 100 nm. Darüber hinaus beträgt die Dicke des Siliziumdioxid-Abstandshalters und des Substrats d ₁ = 75 nm und d ₂ = 150 nm. Ich ₁ und ich ₂ , als zwei kohärente einfallende Lichter, werden gleichzeitig aus zwei entgegengesetzten Richtungen auf die vorgeschlagene CPA eingestrahlt, wie in Fig. 1a gezeigt. Die Beziehung zwischen ich ₁ und ich ₂ ist ich ₂ = αI ₁ exp(iφ + ikz ), wobei α , φ , und z sind die relative Amplitude, Phasendifferenz und der Phasenbezugspunkt zwischen I ₁ und ich ₂ , bzw. O ₁ und O ₂ sind die austretenden Lichter, die von unten und oben von der vorgeschlagenen CPA gestreut werden. Darüber hinaus werden die Dicken von zwei Graphenfilmen in unseren Simulationen beide mit 0,34 nm festgelegt, und die Leitfähigkeiten von zwei Graphenfilmen werden beide innerhalb der lokalen Zufallsphasen-Approximation wie folgt berechnet [35]:

wo T = 300K ist die Raumtemperatur und E _f ist die Fermi-Energie. Inzwischen wird die intrinsische Relaxationszeit als \(\tau =\mu{E}_f/\mathrm{e}{\upsilon}_f^2\) beschrieben, wobei υ _f ist die Fermi-Geschwindigkeit und μ = 10000cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ ist die Trägermobilität. Für unsere vorgeschlagene Struktur werden die Fermi-Energien der oberen und unteren Graphenfilme als E . angenommen _{f 1} = 0,66eV und E _{f 2} = 0.31eV , bzw.

a Schematische Darstellung des perfekten Absorbers auf Dualband-Graphenbasis. b Seitenansicht mit Maßangaben. c Draufsicht mit Maßangaben

In der Simulation verwenden wir das 3D-FDTD-Verfahren zur numerischen Berechnung. Währenddessen werden entlang der x . periodische Randbedingungen angewendet - und y -Richtungen und eine perfekt abgestimmte Ebene wird entlang der z . aufgetragen -Richtung, die sowohl die Ober- als auch die Unterseite des vorgeschlagenen Geräts umfasst. Darüber hinaus verwenden wir das ungleichmäßige Netz, um die Simulationsergebnisse zu berechnen, wobei die minimale Netzgröße innerhalb der Graphenschicht 0,1 nm beträgt und außerhalb des Graphenfilms allmählich zunimmt, um den Speicherplatz und die Rechenzeit zu reduzieren.

Ergebnisse und Diskussion

Um den physikalischen Mechanismus klar zu erklären, untersuchen wir zunächst die Absorption von vorgeschlagenem CPA unter normaler Beleuchtung mit nur einem einfallenden Strahl I ₁ im z -Richtung. Da sich die auf Graphen basierende CPA in der Symmetrieumgebung befindet, können die kombinierten Reflexions- und Transmissionskoeffizienten als r . ausgedrückt werden = η und t = 1 + η , bzw. wobei η ist die selbstkonsistente Amplitude, die sich auf den Graphen-Hybrid-Wellenleiter bezieht. Somit ergibt sich die Absorption als A = 1 − |r | ² − |t | ² =  − 2η ² − 2η . Die Bedingung der maximalen Absorption ist ∂A /∂η = 0 (∂A ² /∂η ² ist reell und negativ) und wir erhalten \( \eta =-\frac{1}{2} \). Dann beträgt die Grenze der maximalen Absorption A _max = 0,5. In unserer Simulation, wenn nur ein einfallender Strahl I ₁ auf dem vorgeschlagenen Absorber vertikal aufleuchtet, aufgrund der plasmonischen Resonanzen auf den Doppelgraphenfilmen, die durch einfallendes Licht durch das Silizium-Array für den Mechanismus der geführten Modenresonanz entstehen, dann führt der Kopplungseffekt zwischen den Doppelgraphenfilmen zum dualen -Banden-Absorptionspeaks, wie in Abb. 2 gezeigt. Beide zwei Absorptionspeaks liegen jedoch unter 0,5, was der Absorptionsgrenze entspricht.

Die Reflexions- (R), Transmissions- (T) und Absorptionsspektren (A) des vorgeschlagenen Absorbers auf Graphenbasis mit Fermi-Energien E _{f 1} = 0,66 eV und E _{f 2} = 0.31 eV unter der Beleuchtung von nur einem einfallenden Strahl I ₁ im z Richtung

Dann, wenn ich ₁ und ich ₂ vertikal von gegenüberliegenden Seiten auf die vorgeschlagene Struktur einfällt, ist das schematische Diagramm in Fig. 1a gezeigt. In der Zwischenzeit O ₁ und O ₂ können auch als Intensitäten der austretenden Lichter von unten und oben des vorgeschlagenen CPA angenommen werden. Die Beziehung zwischen einfallendem Licht und austretendem Licht wird durch die Streumatrix demonstriert:

Wenn die inkohärente Absorptionsgrenze erfüllt ist (d. h. r ₁₁ = r ₂₂ =  − 0.5 und t ₁₂ = t ₂₁ = 0.5), unter Berücksichtigung der Beziehung I ₂ = αI ₁ exp(iφ + ikz ) mit z = 0, die kohärente Absorption A _co des vorgeschlagenen graphenbasierten CPA ist ausgedrückt als [36]:

Somit ist nach Gl. (3), A _co kann durch Ändern von α . manipuliert werden und φ . Insbesondere wenn α = 1, A _co kann ab dem Minimum A . eingestellt werden _{co − min} = 0 bis zum Maximum A _{co − max} = 1 wenn φ variiert von (2N + 1)π bis 2N .

Wie in Abb. 3 dargestellt, wenn zwei einfallende Lichter mit φ = 0 und α = 1 kohärent beleuchtet auf der vorgeschlagenen Struktur, perfekte Dualband-Absorptionspeaks können in λ . erreicht werden ₁ = 9611 nm und λ ₂ = 9924 nm. Darüber hinaus wurde die Absorption des vorgeschlagenen CPA auf Graphenbasis im Vergleich zur Absorption bei Beleuchtung mit nur einem einfallenden Strahl deutlich verbessert. Es ist erwähnenswert, dass der vorgeschlagene CPA aufgrund seiner zentralsymmetrischen Eigenschaft auch polarisationsunempfindlich ist. Wie in Abb. 3 gezeigt, ob die einfallenden Lichter mit p oder s Polarisation bleibt das Absorptionsspektrum gleich.

Die Absorptionsspektren des vorgeschlagenen Absorbers auf Graphenbasis bei Beleuchtung mit nur einem einfallenden Strahl (rote Kurve) und bei kohärenter Beleuchtung mit p Polarisation (blaue Kurve) und s-Polarisation (schwarze Kurve)

Um die Eigenschaften der vorgeschlagenen CPA klar zu demonstrieren, veranschaulichen wir die Magnetfelder um den Doppelschicht-Graphenwellenleiter bei den Wellenlängen der Absorptionspeaks. Wie in Abb. 4a, b beschrieben, werden die Magnetfelder um zwei Graphenschichten bei den Wellenlängen der Absorptionspeaks sowohl gesammelt als auch eingefangen. Für den oberen Graphenfilm sind die Magnetfelder jedoch hauptsächlich zwischen den Siliziumquadraten und dem oberen Graphenfilm begrenzt, die dem lokalisierten Plasmonenmodus entsprechen. Sobald ein weiterer Graphenfilm unter dem oberen Graphenfilm hinzugefügt wird, werden außerdem Lichtenergien aufgrund der geführten Modenresonanz von der oberen Schicht auf die untere übertragen. Dann verstärkt der Kopplungseffekt zwischen der oberen und der unteren Graphenschicht die optischen Felder und konzentriert die Lichtenergien in der vorgeschlagenen Struktur, was zu den Dualband-Absorptionspeaks führt, wie in Abb. 3 gezeigt. Andererseits bei einer Wellenlänge von 9000  nm gibt es nur wenige verstärkte optische Felder, die zwei Graphenfilme umgeben, da es weit von Resonanzwellenlängen entfernt ist, wie in Abb. 4c gezeigt.

Konturprofile normalisierter Magnetfelder der vorgeschlagenen graphenbasierten CPA (a ) bei λ₁ = 9611 nm, (b ) λ₂ = 9924 nm und (c ) λ₃ = 9000 nm

Als nächstes demonstrieren wir zur Darstellung rein optischer Modulationseigenschaften die kohärente Absorption des vorgeschlagenen Absorbers mit unterschiedlichen Phasenunterschieden φ , wie in Abb. 5 dargestellt. Währenddessen ist die relative Amplitude α des kohärenten einfallenden Lichts wird auf 1 gesetzt, und die anderen Strukturparameter werden wie in Fig. 1 gehalten. Wie in Fig. 5a, b dargestellt, durch Erhöhen von φ von 0 bis nehmen zwei Absorptionspeaks bei 9611 nm und 9924 nm kontinuierlich von 0,982 bzw. 0,993 auf fast 0 ab. Somit kann der Modulationskontrast bei den beiden kohärenten Absorptionspeaks mit unterschiedlichen φ . bis zu 34,8 dB und 35,2 dB betragen , das eine signifikante rein optische Modulationseigenschaft zeigt.

Die Absorption von vorgeschlagenem CPA mit unterschiedlicher Phasendifferenz bei den Peaks von a λ1 = 9611 nm und b λ2 = 9924 nm bzw.

Im Folgenden kann für unser vierschichtiges System (Silizium-Array-Graphen-Wellenleiter/Siliziumdioxid-Schicht/Graphenfilm/Siliziumdioxid-Substrat) in Kombination mit kontinuierlichen Randbedingungen und den Maxwell-Gleichungen die Dispersionsbeziehung ausgedrückt werden als [37]:

wo, ε _ich und k _ich (ich = 1, 2, 3, 4) sind die Permittivitäten und Wellenvektoren des Silizium-Array-Graphen-Wellenleiters (i = 1), Siliziumdioxidschicht (i = 2), Graphenfilm (i = 3) und Siliziumdioxid-Substrat (i = 4) bzw. d _g ist die Dicke von Graphen. Somit konnten durch geeignete Manipulation der Fermi-Energien von zwei Graphenfilmen die Eigenschaften der plasmonischen Moden, die von zwei Graphenfilmen aufrechterhalten werden, signifikant und unabhängig kontrolliert werden. Wie in Abb. 6a, b zu sehen ist, können die Absorptionsspektren des vorgeschlagenen CPA flexibel und separat manipuliert werden, indem die Fermi-Energien des Graphenfilms der unteren oder oberen Schicht geändert werden. Wenn die Fermi-Energie E _{f 1} des Graphens der oberen Schicht bleibt unverändert und die Fermi-Energie E _{f 2} des Graphens der unteren Schicht sinkt von 0,31 auf 0,27 eV, der Absorptionspeak bei λ ₁ Rotverschiebung und hält den Wert fast unverändert, während der Absorptionspeak bei λ ₂ reduziert sich schnell und verschwindet sogar unter E _{f 2} = 0,27 eV, wie in Abb. 6a gezeigt. Im Gegenteil, wenn E _{f 2} steigt von 0,31 auf 0,37 eV, der Absorptionspeak bei λ ₁ nimmt schnell ab und verschwindet fast unter E _{f 2} = 0,37 eV, während der Absorptionspeak bei λ ₂ blau-verschoben und hält den Wert fast unverändert. Somit kann der vorgeschlagene perfekte Zweibandabsorber in einen perfekten Schmalbandabsorber geändert werden, indem das E . separat geändert wird _{f 2} . Andererseits, wenn E _{f 2} bleibt unverändert und E _{f 1} von 0,62 auf 0,72 eV ansteigt, verschieben sich beide Absorptionspeaks blau und behalten ihre Werte über einen weiten Wellenlängenbereich nahezu unverändert bei, was eine deutlich abstimmbare Charakteristik zeigt. Im Vergleich zu den anderen Absorbern, die auf diskreten Graphenmustern basieren, ist es erwähnenswert, dass zwei Graphenfilme des vorgeschlagenen CPA in kontinuierlicher Form vorliegen, was für eine hervorragende Abstimmbarkeit bequemer ist.

Absorptionsspektren als Funktion der Wellenlänge und Fermi-Niveaus von a Graphen der unteren Schicht und b Graphen der oberen Schicht. Die anderen Strukturparameter sind dieselben wie in Abb. 1

Darüber hinaus untersuchen wir die Einflüsse verschiedener Strukturparameter auf die optische Absorption der vorgeschlagenen CPA, wie in Abb. 7 gezeigt. Da jedes Siliziumquadrat als Fabry-Perot-Resonator für die lokalisierte Plasmonenmode arbeitet und die Resonanzwellenlänge bemerkenswert empfindlich ist auf die Breite von Siliziumquadraten. Wie in Abb. 7a gezeigt, wenn die w erhöht wird, sind die Doppelband-Absorptionspeaks aufgrund der Zunahme der effektiven Resonanzwellenlänge der lokalisierten Plasmonenmode rotverschoben. Außerdem steigt der Füllfaktor mit w , was die Intensität der Feldverstärkung und -konzentration zwischen benachbarten Siliziumquadraten und im Inneren des Graphens weiter verstärkt. Somit steigt die Absorptionseffizienz zunächst mit w . Mit der kontinuierlichen Zunahme des Füllfaktors werden jedoch zu viele Bereiche des Graphens von Siliziumquadraten bedeckt. Als Ergebnis nimmt die Absorptionseffizienz anschließend mit der Zunahme von w ab. Dann werden, wie in Abb. 7b gezeigt, auch die Absorptionspeaks mit dem Inkrement von p . merklich rotverschoben , da die Resonanzwellenlänge der lokalisierten Plasmonenmode größer wird. Darüber hinaus ist anzumerken, dass die Resonanzfrequenz der plasmonischen Mode, die durch das Graphen der unteren Schicht unterstützt wird, stark vom Trennungsabstand d . abhängt ₁ . Wie in Abb. 7c gezeigt, wenn d ₁ erhöht wird, wird die Nahfeldkopplungsstärke zwischen den Resonanzmoden der oberen und unteren Schicht immer schwächer, was dazu führt, dass die Doppelband-Absorptionspeaks schließlich zu einem Peak degenerieren. Inzwischen untersuchen wir auch die Absorption von vorgeschlagenem CPA mit verschiedenen dielektrischen Arrays. Wie in Abb. 7d gezeigt, ist die Leistung von Dual-Band-CPA unabhängig davon, ob das TiO₂ Array (n _T = 2.9) oder das GaSb-Array (n _G = 3,8) ist nicht besser als das mit Silizium-Array. Darüber hinaus ist es erwähnenswert, dass die Wellenlängen der Absorptionspeaks mit zunehmendem Brechungsindex des dielektrischen Arrays rotverschoben werden.

Lichtabsorption des vorgeschlagenen CPA mit verschiedenen a p , b w , c d ₁ , und d unterschiedlichen dielektrischen Arrays. Die anderen Parameter sind dieselben wie in Abb. 2

Schlussfolgerung

Wie bereits erwähnt, sind die meisten berichteten perfekten Absorber auf Graphenbasis polarisationsempfindlich und konzentrieren sich auf perfekte Schmalband- oder Breitbandabsorber, perfekte Absorber auf Graphenbasis werden selten im mittleren Infrarotbereich untersucht. In diesem Artikel haben wir einen abstimmbaren Dualband- und polarisationsunempfindlichen CPA im mittleren Infrarotbereich entworfen und die entsprechenden Absorptionsmerkmale werden unter Verwendung der Streumatrix und der FDTD-Simulation diskutiert, die veranschaulichen, dass perfekte Dualband-Absorptionspeaks in 9611 nm bzw. 9924 nm erreicht. Darüber hinaus ist der vorgeschlagene CPA aufgrund seiner zentralsymmetrischen Eigenschaft auch polarisationsunempfindlich. Unterdessen können die kohärenten Absorptionspeaks vollständig optisch moduliert werden, indem die relative Phase zwischen zwei rückwärts einfallenden Lichtern geändert wird. Darüber hinaus können sich durch die Manipulation der Fermi-Energien von zwei Graphenschichten zwei kohärente Absorptionspeaks über einen breiten Spektrumsbereich bewegen, und unser entwickelter CPA kann auch von Dualband-CPA zu Schmalband-CPA geändert werden. Andererseits können für die vorgeschlagene CPA Subwellenlängen-Metamaterialien auf Basis von Siliziumquadraten für die aktuelle CMOS-Technologie integriert werden, und mittels chemischer Gasphasenabscheidung (CVD) gewachsenes Graphen kann mit Standardtransfertechniken über die Siliziumdioxidschicht übertragen werden [38]. Darüber hinaus hält unsere Struktur Graphen im Vergleich zu den auf strukturiertem Graphen basierenden Geräten in der kontinuierlichen Form, was den Vorteil hat, die hohe Mobilität von Graphen zu bewahren und die Herstellungsprozesse sowie die Dotierungskonfiguration zu vereinfachen. In den letzten Jahren haben einige Forschungsgruppen versucht, einige graphenbasierte Geräte in einem Experiment basierend auf den oben genannten Methoden zu entwerfen [39,40,41]. Daher glauben wir, dass es möglich ist, unsere vorgeschlagene Struktur mit einer ähnlichen Verarbeitung herzustellen, und unser vorgeschlagenes graphenbasiertes CPA kann einige potenzielle Anwendungen im Bereich der Entwicklung nanophotonischer Geräte im mittleren Infrarotbereich finden.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle während dieser Studie generierten oder analysierten Daten sind in diesem veröffentlichten Artikel enthalten.

Abkürzungen

2D:

Zweidimensional

CPA:

Kohärenter perfekter Absorber

FDTD:

Zeitbereich mit endlicher Differenz

ITO:

Indium-Zinn-Oxid

SPPs:

Oberflächenplasmonenpolaritonen

TMDCs:

Übergangsmetalldichalkogenide