Dual schaltbare plasmonische Transparenz durch distinkte Graphen-Resonatoren

Zusammenfassung

Allgemeine plasmonische Systeme zur Realisierung von plasmonisch induzierter Transparenz (PIT) zeigen nur einen einzelnen PIT-Effekt, da sie nur einen einzigen Kopplungspfad zulassen. In dieser Studie schlagen wir ein System basierend auf distinkten Graphen-Resonatoren vor, bestehend aus Graphen-Nanobändern (GNRs), gekoppelt mit dielektrischen Gitter-beladenen Graphen-Schicht-Resonatoren, um zwei schaltbare PIT-Effekte zu erreichen. Durch das Design gekreuzter Resonatorrichtungen weist das vorgeschlagene System zwei verschiedene PIT-Effekte auf, charakterisiert durch unterschiedliche Resonanzpositionen und Linienbreiten. Diese beiden PIT-Effekte resultieren aus zwei separaten und polarisationsselektiven Kopplungspfaden, was es ermöglicht, den PIT von einem zum anderen durch einfaches Ändern der Polarisationsrichtung zu schalten. Parametrische Untersuchungen werden durchgeführt, um die Kopplungseffekte zu demonstrieren, während das Zwei-Teilchen-Modell angewendet wird, um den physikalischen Mechanismus zu erklären, wobei exzellente Übereinstimmung zwischen numerischen und theoretischen Ergebnissen gefunden wird. Unser Vorschlag kann verwendet werden, um schaltbare PIT-basierte plasmonische Geräte zu entwerfen, wie abstimmbare Dual-Band-Sensoren und perfekte Absorber.

Einleitung

Oberflächenplasmonen sind kollektive Resonanzmoden freier Elektronen, die an der Grenzfläche zwischen isolierenden und leitenden Medien erzeugt werden [1, 2]. Aufgrund ihrer Fähigkeit, ein einfallendes elektromagnetisches Feld auf die ultimative Größenskala von einem Atom im Subwellenlängenbereich zu begrenzen [3], sind Oberflächenplasmonen zu einer der fundamentalsten und wichtigsten Methoden geworden, um starke Licht-Materie-Wechselwirkungen zu erreichen [4]. Dieses ansprechende optische Phänomen wurde in verschiedenen Typen plasmonischer Systeme gefunden, was die Entwicklung einer Vielzahl modernster Anwendungen wie Biosensing [5], nichtlineare Optik [6, 7], Absorber [8-11] und andere plasmonische Modulatoren [12-15] erleichtert. Die Möglichkeit, diese signifikanten Anwendungen zu erreichen, wird einigen interessanten Phänomenen wie plasmonisch induzierter Transparenz (PIT) zugeschrieben. Der als PIT bekannte Prozess ist eine Folge der Nahfeld-gekoppelten Fano-Interferenz und wird durch die Erzeugung eines markanten Fensters in einem optischen Spektrum gekennzeichnet, da er die resonante Absorption im System eliminiert. In den vergangenen Jahren wurde diese kohärente plasmonische Wechselwirkung genutzt, um eine Vielzahl von Anwendungen wie plasmonisches Schalten [16], langsames Licht [17], Sensorik [18] und optische Speicherung [19] zu erreichen.

Obwohl kürzliche Studien gezeigt haben, dass ultradünne Metallfilme bis auf atomare Dicke dynamische elektrische Abstimmbarkeit besitzen [20, 21], leiden Plasmonen, die von diesen neuartigen Metallen unterstützt werden, immer noch unter relativ großen ohmschen und strahlenden Verlusten der Metalle [22, 23]. Ein solches Manko der Metalle begrenzt die weitere Entwicklung von metallgestützten PIT, und es ist notwendig, neue plasmonische Materialien zu finden. Im Gegensatz zu metallischen Plasmonen können Plasmonen, die von Graphen (einem einzelnen atomaren Lagen eng strukturierter Kohlenstoffatome, die ein symmetrisches hexagonales Honigwaben-Gitter bilden) unterstützt werden, nicht nur kontinuierlich und dynamisch durch elektrostatisches Biasing abgestimmt werden [24, 25], sondern haben auch eine lange Ausbreitungslänge, was eine neue Generation restrukturierbarer plasmonischer Geräte ermöglicht und somit eine ideale Plattform für aktives PIT bietet [26, 27]. Obwohl diverse Materialien und Designs verwendet wurden, um PIT in reinem Metall [16, 28-31] und Graphen [32-42] oder deren Hybridmaterial-basierten [43-45] Systemen zu erreichen, können die meisten dieser Systeme nur einen einzelnen PIT-Effekt realisieren. Zum Beispiel ist eine gängige Methode zur Erreichung von PIT das Design von π-förmigen/ähnlichen Metasurfaces [16, 28, 30, 33, 37, 45]. Ein anderer Weg ist die Konstruktion von Gitter-gekoppelten Systemen [32, 34]. Diese Strukturtypen können jedoch nur polarisationsabhängige Einzel-Fenster-PIT realisieren. Dies liegt daran, dass aufgrund der speziellen geometrischen Asymmetrie alle nanostrukturierten Resonatoren als entweder heller (radiativer/superradianter) oder dunkler (nicht-radiativer/subradianter) Modus voreingestellt sind. Daher erlauben sie nur einen hell-zu-dunkel-Kopplungspfad in einer bestimmten Polarisationsrichtung, was zu nur einem polarisationsabhängigen PIT-Effekt führt. Obwohl unsere früheren Studien PIT-Systeme mit zwei hell-dunkel-Modus-Kopplungspfaden in reinen Graphen-Nanobändern (GNRs) [35] oder Gitter-gekoppelten [38] Strukturen demonstrierten, hängen die tally polarisationsunempfindliche Einzel-Fenster-PIT oder polarisationsabhängige Doppel-Fenster-PIT-Effekte in diesen Systemen stark von der besonderen Wahl der geometrischen Parameter ab (siehe Diskussionsabschnitt).

In dieser Arbeit schlagen wir vor, zwei distinkte Resonatoren, nämlich GNRs gekoppelt mit einem Graphenblatt, beladen mit dielektrischen Gittern, zu verwenden, um zu koppeln und zwei separate PIT-Effekte zu realisieren. Wir werden demonstrieren, dass durch das Einstellen senkrechter Resonanzrichtungen Oberflächenplasmonen, die in beiden Resonatoren resonieren, unter unterschiedlichen Polarisationsrichtungen des einfallenden Lichts erzeugt werden, was zu zwei verschiedenen polarisationsabhängigen Kopplungspfaden und daher zwei separaten PIT-Effekten führt. Zusätzlich werden parametrische Studien verwendet, um die Kopplungsmechanismen detailliert zu untersuchen. Und sowohl fortgeschrittene Simulationen als auch theoriebasierte Analysen mit dem Zwei-Teilchen-Modell werden kombiniert, um diese schaltbaren PIT-Effekte zu demonstrieren. Schließlich werden die potenziellen Anwendungen des vorgeschlagenen Systems, wie Brechungsindexsensoren und perfekte Absorber, und Vergleiche mit anderen PIT-Systemen diskutiert.

Designs und Materialien

In diesem Teil führen wir das numerische Modell und die verwandten Materialien ein, die in dieser Studie verwendet werden. Wir geben an, dass in unserem Modell nur klassische Elektrodynamik berücksichtigt wird und alle Effekte vernachlässigt werden, die aus möglichen quantenmechanischen Endgrößeneffekten von GNRs, nichtlinearen Effekten von Graphen und Substrat-Phononeneffekten [46] entstehen könnten. Das Schema des vorgeschlagenen Systems ist in Abb. 1 dargestellt. Zwei Graphenschichten werden auf die xoy-Ebene gelegt und durch einen dotierten Si- oder SiO₂-Leiter mit Brechungsindex n₃ und Dicke d getrennt. Die erste Schicht besteht aus unteren Graphen-Nanobändern (LGNRs) mit einer Periode in x-Richtung. Die zweite Schicht ist ein ganzes Graphenblatt, das weiter mit dielektrischen Gittern mit Brechungsindex n₁ (bezeichnet als obere Graphen-Gitter, UGGs) und Periode P_d in y-Richtung bedeckt ist. Die geometrischen Parameter sind festgelegt als W_r = W_d = 50 nm, p_r = p_d = 100 nm, h = 100 nm und d = 20 nm, wie in Abb. 1 definiert. Die Dielektrizitätskonstanten der anderen Materialien, die die Graphenschichten umgeben, sind auf n₀ und n₂ gesetzt, wie in Abb. 1 gezeigt. Für Einfachheit und ohne Verlust der Allgemeingültigkeit werden die Dielektrizitätskonstanten als n₁ = 2,0 und n₀ = n₂ = n₃ = 1,0 angenommen. Die Vernachlässigung des Imaginärteils des Brechungsindex würde die fundamentalen Schlussfolgerungen dieser Studie nicht ändern. Beachten Sie, dass die obigen Parameter gleich bleiben, sofern nicht anders angegeben. Technologisch ist die Realisierung des entworfenen zweischichtigen Graphen-basierten PIT-Systems experimentell machbar unter Verwendung der gut entwickelten Strukturierungs- und Gittertechniken, die kürzlich zur Fertigung des geschichteten Graphensystems verwendet wurden [27, 47].

3D (a) und 2D-Seitenansichten (b, c) des vorgeschlagenen PIT-Systems. Eine Graphenschicht, beladen mit periodischem dielektrischem Gitter, bedeckt über einer Schicht periodischer GNRs mit gekreuzten Gitter- und Bandrichtungen. Die obere Graphen-Gitter-Schicht ist mit Gitterbreite W_d, Höhe h und transversaler Periode P_d entworfen, während die unteren Graphen-Nanobänder Bandbreite W_r und Periode P_r haben. Der Abstand zwischen den beiden Graphenschichten ist d, der mit einem leitfähigen Si- oder SiO₂-Spacer mit Brechungsindex n₃ gefüllt sein soll. Die Brechungsindizes der und über den dielektrischen Gittern und unter den GNRs sind als n₁, n₀ und n₂ bezeichnet. Eine linear polarisierte ebene Welle mit Wellenzahl β₀ und Polarisationswinkel θ bezüglich der x-Achse fällt normal auf die Oberfläche des geschichteten Graphensystems.

Methoden

Die vorgeschlagene Struktur wird numerisch mit der Finite-Differenzen-Zeitbereichs-Methode (FDTD) basierend auf Lumerical FDTD Solutions simuliert. In unseren Simulationen werden periodische Randbedingungen in x- und y-Richtung verwendet. Breitband-Ebenenwellen fallen aus der z-Richtung ein, entlang der perfekt angepasste Schichten (PML) angewendet werden, um das gesamte aus den Grenzen austretende Licht zu absorbieren. Die elektrische Feldverteilung wird durch 2D-Feldprofilmontore an der Resonanzwellenlänge mit 0,5 nm Abstand zur Graphenoberfläche zwischen den beiden Schichten erfasst. Außerdem wird der Graphenfilm innerhalb der Random-Phase-Näherung (RPA) [48, 49] beschrieben. Innerhalb dieser Näherung wird die in-plane optische Leitfähigkeit σ von Graphen als halbklassischer Drude-ähnlicher Ausdruck im mittleren Infrarotbereich geschrieben als σ(ω) = i e² E_F / [π ħ² (ω + i τ⁻¹)] [24, 50]. Hier ist E_F = ħ v_F (n_g π)^1/2 der Fermi-Level von Graphen, mit n_g = (μ/ħ v_F)²/π als Trägerkonzentration (wobei μ = 15.000 cm²/(V·s) die gemessene Gleichstrommobilität, v_F = 10⁶ m/s die Fermi-Geschwindigkeit und ħ die reduzierte Plancksche Konstante) und kann durch elektrisches Gating abgestimmt werden [24, 25, 50]; ω ist die Winkelgeschwindigkeit und τ = μ E_F / (e v_F²) die Trägerrelaxationszeit. In dieser Arbeit ist E_F auf 0,6 eV festgelegt, sofern nicht anders angegeben. In unseren Simulationen wird die optische Eigenschaft von Graphen durch einen anisotropen relativen Permittivitätstensor [35] beschrieben. Die z-Komponente der Graphen-Permittivität ist auf ε_zz = 2,5 basierend auf der Dielektrizitätskonstante von Graphit gesetzt, während die in-plane-Komponenten ε_xx = ε_yy = 2,5 + i σ(ω) / (ε₀ ω t) [24, 51] sind, mit ε₀ als Vakuumpermittivität und t = 1 nm als Dicke von Graphen [35].

Durch Anwendung des Zwei-Teilchen-Modells in sowohl x- als auch y-Achse können wir die effektiven plasmonischen Resonanzen und Kopplungen, die in Abb. 1 gezeigt werden, theoretisch durch den folgenden Gleichungssatz analysieren [8, 52, 53]:

a_1i''(t) + γ_1i a_1i'(t) + ω_1i² a_1i(t) + κ_12i² a_2i(t) = Q_1i E sin θ / m_1i (1)

a_2i''(t) + γ_2i a_2i'(t) + ω_2i² a_2i(t) + κ_21i² a_1i(t) = Q_2i E cos θ / m_2i (2)

wobei i = x oder y; γ_i ist der Verlustfaktor, der sich auf die Linienbreite des Spektrums bezieht; ω_i ist die Resonanzfrequenz des Resonators; Q_i sind die effektiven Ladungen der Modi, die die Stärke des Resonanzmodus zeigen; und m_i sind die effektiven Massen der Teilchen in entsprechender Resonanzorientierung. κ_i ist die Kopplungsstärke zwischen den beiden Schichten in i-Richtung, die den Elektron-Elektron-Wechselwirkungen der beiden gekoppelten Modi entspricht und daher durch die spezielle Feldverteilung der Plasmonen und den Kopplungsabstand zwischen den Resonatoren bestimmt wird. Da die plasmonischen Kopplungen nur entlang der beiden Koordinatenachsen mit Kopplungsstärke κ_12i = κ_21i = κ_i erfolgen, können wir das System als zwei separate Gruppen von Resonatoren behandeln, die unabhängig in unterschiedlichen Richtungen resonieren. Wir nehmen an, dass alle Teilchen mit dem einfallenden elektrischen Feld E = E₀ e^iωt koppeln, was Verschiebungsvektoren a_i = c_i e^iωt erzeugt. Nach algebraischen Berechnungen an Gleichungen (1) und (2) können die Modenamplituden der Plasmonen ausgedrückt werden als:

a_1i(t) = [κ_i² Q_2i E cos θ / m_2i + (ω² − i ω γ_2i − ω_2i²) Q_1i E sin θ / m_1i] / [κ_i⁴ − (ω² − i ω γ_1i − ω_1i²)(ω² − i ω γ_2i − ω_2i²)] (3)

a_2i(t) = [κ_i² Q_1i E sin θ / m_1i + (ω² − i ω γ_1i − ω_1i²) Q_2i E cos θ / m_2i] / [κ_i⁴ − (ω² − i ω γ_1i − ω_1i²)(ω² − i ω γ_2i − ω_2i²)] (4)

Die effektive elektrische Suszeptibilität (χ_eff), die das Verhältnis zwischen der Gesamtpolarisierbarkeit (P) der plasmonischen Resonatoren und der Stärke des einfallenden elektrischen Feldes zeigt, kann dann in Form der Verschiebungsvektoren ausgedrückt werden als:

χ_eff,i = P_i² / (ε₀ E) = (Q_1i a_1i + Q_2i a_2i) / (ε₀ E) = { [κ_i² Q_1i Q_2i + (ω² − i ω γ_2i − ω_2i²) Q_1i²] sin θ / m_1i + [κ_i² Q_1i Q_2i + (ω² − i ω γ_1i − ω_1i²) Q_2i²] cos θ / m_2i } / { ε₀ [κ_i⁴ − (ω² − i ω γ_1i − ω_1i²)(ω² − i ω γ_2i − ω_2i²)] } (5)

Dann können die simulierten Transmissions- und Absorptionsspektren durch den Imaginärteil der Suszeptibilität gefittet werden. In dieser Arbeit wird die Absorption definiert als A = Im[χ_eff,i]. Dieser Koeffizient leitet sich aus der Energieerhaltungsrelation T + A = 1 ab; daher haben wir den Ausdruck für die Transmission T = 1 − Im[χ_eff,i].

Ergebnisse

Anregung von PIT-Effekten

Um die PIT-Effekte anzuregen, muss ein Problem gelöst werden: wie man einen hellen Modus-Resonator entwirft. Aufgrund des großen Impuls-Mismatches zwischen einfallenden Freiraumwellen und Plasmonenwellen ist die Anregung von Plasmonen eine der Hauptforderungen für die Nutzung von Graphen-Plasmonen. Um dies zu beenden, wurden mehrere Ansätze vorgeschlagen, die die Anregung von Graphen-Plasmonen ermöglichen und theoretisch und experimentell demonstriert. Die erste gängige Methode ist die Strukturierung der Graphen-Monolage zu koplanaren Nanostrukturen, wie Nanobändern [25, 54], Nanodisks [55, 56] und Kreisen [24]. Eine andere Methode ist die Konstruktion von Gitterkonfigurationen in einem kontinuierlichen Graphenblatt, erreicht entweder durch Verwendung von diffraktiven dielektrischen Gittern [51, 57] und elektrischen Feld-Gattern [58] zur Erstellung position-abhängiger periodischer lokaler Leitfähigkeitsgitter oder durch periodische diffraktive Korrugationsgitter, die vom Graphenblatt selbst gebildet werden [57, 59]. Der Grund, warum Oberflächenplasmonen in diesen Graphenstrukturen angeregt werden können, ist, dass die Nanostrukturen oder Gitter den Plasmonenwellen einen zusätzlichen reziproken Wellenvektor liefern, der notwendig ist, um den Wellenvektor-Mismatch auszugleichen, wenn die Polarisationsrichtung entlang der periodischen Richtung liegt [51, 54, 59]. In diesem Zustand kann der Graphen-Resonator als heller Modus arbeiten oder als dunkler Modus dienen. Hier schlagen wir vor, sowohl die GNRs als auch das Graphenblatt, beladen mit rechteckig geformten dielektrischen Gittern, jeweils als helle und dunkle Modi zu nutzen, um ein PIT-System zu konstruieren, wie in Abb. 1 gezeigt.

Um den Mechanismus des vorgeschlagenen PIT-Systems zu erforschen, werden numerische Simulationen der in Abb. 1 gezeigten Konfiguration berechnet, und die entsprechenden Ergebnisse für zwei verschiedene Polarisationswinkel sind in Abb. 2 dargestellt. Für den Fall θ = 0° berechneten wir zunächst die Ergebnisse für die Situation, wenn die unteren Graphen-Nanobänder (LGNRs) und das obere dielektrische Gitter-beladene Graphenblatt allein existieren. Da die Polarisationsrichtung senkrecht zu den LGNRs steht, können SPs auf ihnen angeregt werden, was zu einem Hauptabsorptionspeak bei 5,327 μm führt, wie die blaue Linie in Abb. 2a zeigt. Im Gegensatz dazu können SPs auf dem oberen Graphenblatt unter dieser Polarisationsbedingung nicht angeregt werden, da das einfallende Licht parallel zu den dielektrischen Gittern polarisiert ist, was zu einem starken Impuls-Mismatch führt, wie durch die flachen grünen Linien in Abb. 2a demonstriert. In diesen Situationen bezeichnen wir den direkt angeregten Modus in den LGNRs und den dunklen Modus in den UGGs als LGNRs-0 und UGGs-0, jeweils wie in Abb. 2g und f gezeigt. Interessant ist jedoch, dass, wenn diese beiden Graphenschichten zusammengebracht und nah genug sind, zwei Absorptionspeaks (Transmissionsdips) bei 5,747 μm und 4,917 μm auftreten. Der mit längerer Resonanzwellenlänge ist dominant mit Absorption von 47,16 %, während der mit kürzerer Resonanzwellenlänge durch einen Absorptionspeak von 35,88 % charakterisiert ist, was anzeigt, dass diese beiden Modi sehr stark mit dem externen einfallenden Licht wechselwirken, wie in Abb. 2a gezeigt und in Tabelle 1 zusammengefasst. Diese beiden Modi stammen von den In-Phase- und Out-of-Phase-plasmonischen Kopplungen zwischen den beiden Resonatoren. Speziell sollte die helle Modusresonanz auf den LGNRs als fester Modus betrachtet werden, da sie direkt vom einfallenden Licht angeregt wird. Die Plasmonenresonanz in der oberen Graphenschicht kann jedoch nicht direkt angeregt werden, kann aber mit denen in den LGNRs durch sowohl In-Phase- als auch Out-of-Phase-Wechselwirkungen koppeln. Es ist das Zusammenwirken der beiden Resonatoren und ihre plasmonischen Kopplungen, die direkt zu diesem PIT-Effekt führen. Um die physikalischen Mechanismen hinter dem Ursprung der beiden Modi klar zu enthüllen, zeigen wir die elektrischen Feldverteilungen an diesen beiden Modi in Abb. 2h und i. Gemäß den E_z-Komponenten-Feldverteilungen zeigt der Modus bei 5,747 μm eine In-Phase-Resonanznatur der geschichteten Struktur und wird daher als symmetrischer Modus bezeichnet. Der Modus bei 4,917 μm zeigt die Gegenphasen-Resonanz und wird als antisymmetrischer Modus bezeichnet. Außerdem zeigen Abb. 2h und i deutlich die Struktur dieser Modi: Alle E_z-Komponenten zeigen eine Dipolmodusresonanz, gekennzeichnet durch eine 2π-Phasenverschiebung entlang der Polarisationsrichtung (x-Achse) in jeder Graphenschicht. Diese beiden fundamentalen Modi eliminieren die resonante Absorption der LGNRs, während sie ein prominentes Transmissionsfenster und zwei Absorptionspeaks im optischen Spektrum hervorrufen, was den optischen Effekt namens PIT verursacht (zur Diskussion nennen wir dies LGNRs-PIT). In Abb. 2c zeichnen wir auch die Transmissionsphase und die Verzögerungszeit an den beiden Absorptionspeaks; letztere erreichen 0,34 ps und 0,36 ps, was den Verlangsamungseffekt im System anzeigt.

Transmissions- und Absorptionslinien (a, b) und ihre Transmissionsphase (linke y-Achse) und Verzögerungszeit (rechte y-Achse) (c, d) des Systems mit Polarisationswinkel θ = 0° (a, c) und 90° (b, d). In (a) und (b) zeigen die gestrichelten Linien die Resonanzposition bei der anderen Polarisierung. Die Fittparameter der theoretisch analysierten Linien in (a) und (b) sind (in THz) 6,71, 110,07, 2,25, 0,46, 0,74 und 5,73, 4,13, 72,83, 0,33, 0,27 für κ_i, Q_1i/√(ε₀ m_1i), Q_2i/√(ε₀ m_2i), γ_1i, γ_2i. Räumliche Verteilungen des elektrischen Feldes für die Fälle mit UGGs (e (blaue Linie), f, j) und LGNRs (e (rote Linie), g, k) nur entlang der z-Achse (e) und in den entsprechenden Graphenebenen (f, g, j, k). Räumliche Verteilungen des elektrischen Feldes (linke Panels) und die entsprechenden z-Komponenten (rechte Panels) des symmetrischen Modus (SM) (h, @5,747 μm; l, @5,511 μm) und antisymmetrischen Modus (AM) (i, @4,917 μm; m, @4,636 μm) bei Polarisationswinkeln θ = 0° (h, i) und 90° (l, m). Die oberen Einsätze in e zeigen die z-Komponente des elektrischen Feldes für d = 50 nm, während der untere Einsatz die Position des Feldes im Hauptplot darstellt. Zeichen „+“ und „−“ bezeichnen die resonierenden Oberflächenladungen; dunklere Farbe bezieht sich auf höhere Ladungsdichte.

Für den Fall θ = 90° können SPs auf UGGs mit einem Hauptabsorptionspeak bei 5,202 μm angeregt werden, aber nicht auf den LGNRs, wenn sie allein existieren, wie die grünen und blauen Linien in Abb. 2b zeigen. In diesen Situationen bezeichnen wir den direkt angeregten Modus in den UGGs und den dunklen Modus in den LGNRs als LGNRs-90 und UGGs-90, jeweils wie in Abb. 2j und k gezeigt. Wenn diese beiden Modi jedoch nah genug sind, um miteinander zu koppeln, erscheinen zwei Transmissionsdips (Absorptionspeaks) deutlich bei 5,511 μm und 4,636 μm mit Absorption von 49,07 % und 46,46 %, was bedeutet, dass die Wechselwirkungen mit den externen einfallenden Wellen sehr stark sind, wie in Abb. 2b gezeigt und in Tabelle 1 zusammengefasst. Ähnlich wie im Fall θ = 0° kann der physikalische Mechanismus durch Betrachtung der In-Phase- und Out-of-Phase-Plasmoneinkopplungen zwischen den beiden Graphenschichten verstanden werden. Wie deutlich in Abb. 2l und m illustriert, zeigen die E_z-Komponenten-Feldverteilungen eine Dipolmodusresonanz mit 2π-Phasenverschiebung entlang der y-Achse in jeder Graphenschicht und offenbaren In-Phase (symmetrischer Modus) und Out-of-Phase (antisymmetrischer Modus) Resonanzen an den entsprechenden Absorptionspeaks. Es sind diese beiden fundamentalen Modi, die die resonante Absorption des Falls mit nur UGGs eliminieren, während sie ein prominentes Transmissionsfenster und zwei Absorptionspeaks im optischen Spektrum erzeugen, was zu einem weiteren PIT führt (wir nennen dies UGGs-PIT). In Abb. 2d werden die Transmissionsphase und die Verzögerungszeit an den beiden Absorptionspeaks ebenfalls geplottet, was den Verlangsamungseffekt der Lichtausbreitung mit Spitzenwerten von 0,23 ps und 0,21 ps am symmetrischen und antisymmetrischen Modus zeigt.

Es ist jedoch wichtig zu beachten, dass obwohl die Feldverteilungen in der oberen Graphenschicht des antisymmetrischen Modus in Abb. 2i und m ein „Multipol“-Resonanzerscheinungsbild zeigen, sie dennoch ein Dipolmodus sind, da die Ladungsschwingungen die Natur einer Dipolmodusresonanz entlang der Polarisationsrichtung beibehalten. Der Grund für das „Multipol“-Erscheinungsbild ist die starke Feldinterferenz von den LGNRs. Dies kann verstanden werden, indem man berücksichtigt, dass das stärkste lokalisierte Plasmonenfeld in den strukturierten GNRs ausgeprägter ist als im kontinuierlichen Graphenblatt [60], wie in Abb. 2e gezeigt. Diese „Multipol“-Moduserscheinungen verschwinden, indem man den Feldmonitor außerhalb der beiden Graphenschichten setzt oder einen großen Kopplungsabstand verwendet, z. B. bei d = 50 nm ändern sich die „Multipol“-Erscheinungen in reine Dipolmodusresonanz, wie in den Einsätzen von Abb. 2e gezeigt. Außerdem stellen wir fest, dass die Moduskopplungen zwischen den beiden Graphenschichten unterschiedlich sind. Speziell für θ = 0° ist der LGNRs-PIT das Ergebnis der starken Kopplung zwischen LGNRs-0 und UGGs-0, die entlang der x-Richtung resonieren. Während für θ = 90° der UGGs-PIT das Ergebnis der starken Kopplung zwischen UGGs-90 und LGNRs-90 ist, die entlang der y-Richtung resonieren, wie deutlich in Abb. 2 gezeigt. Somit sind LGNRs-PIT und UGGs-PIT die Effekte plasmonischer Kopplungen zwischen verschiedenen Modi, die bei unterschiedlichen Polarisationen resonieren, was zu zwei verschiedenen PIT-Effekten führt.

Daher können wir aus Abb. 2 schließen, dass LGNRs-PIT (θ = 0°) und UGGs-PIT (θ = 90°) zwei verschiedene PIT-Effekte sind, die aus zwei separaten hell-zu-dunkel-Modus-Kopplungspfaden des geschichteten Graphensystems resultieren und durch unterschiedliche spektrale Antworten charakterisiert sind. Das bedeutet, wir können diese beiden PIT-Effekte einfach durch Ändern der Polarisationsrichtung des einfallenden Lichts voneinander umschalten, was sich stark von dem polarisationsunempfindlichen PIT-Effekt unterscheidet (siehe Diskussionsabschnitt). Darüber hinaus kann dieser schaltbare PIT-Effekt durch das Zwei-Teilchen-Modell erklärt werden, wie in Gleichungen (1) und (2) gezeigt. Für θ = 0° ist die direkte Kopplungseffizienz der UGGs zum einfallenden Feld null (dunkel), während die der LGNRs am höchsten (hell) ist, wie durch die rechte Seite der Gleichungen demonstriert. Für θ = 90° ist es umgekehrt: UGGs werden hell, LGNRs dunkel. Beachten Sie, dass in beiden Fällen die Übereinstimmung zwischen den analytischen Ergebnissen, die mit Gleichung (5) erhalten wurden (dargestellt durch rote Kreise in Abb. 2a, b), und den numerischen Ergebnissen (mit roten Linien in Abb. 2a, b geplottet) nahezu perfekt ist. Unser analytisches Modell sagt nicht nur die Positionen, sondern auch die Spitzenwerte der Resonanzen sehr genau voraus, wie in Abb. 2 klar ersichtlich. Schließlich stellen wir fest, dass die hier präsentierten Ergebnisse sich stark von anderen PIT-Systemen unterscheiden, die mit denselben Resonatoren konstruiert sind [35, 38]; dies liegt daran, dass sie die in Abb. 2 gezeigten Ergebnisse unter verschiedenen Polarisationen nicht erhalten können. Wir werden die Unterschiede im Diskussionsabschnitt weiter erörtern.

Geometrische Abstimmbarkeit von PIT

Wir haben demonstriert, dass die Nahfeldkopplungen zwischen hellen und dunklen Modi zu zwei polarisationsabhängigen PIT-Effekten führen; daher können Parameter, die die hellen und dunklen Modusresonanzen sowie die Kopplungsstärke zwischen ihnen stark beeinflussen, als einstellbare Parameter für die PIT-Effekte behandelt werden. Zunächst führen wir parametrische Studien für θ = 0° durch, indem wir die Breite (W_r) der LGNRs und die Breiten (W_d) der UGGs von 20 bis 100 nm variieren und die Ergebnisse in Abb. 3a und c zeigen. Da die LGNRs direkt mit dem einfallenden Licht koppeln und als heller Modus unter diesen Bedingungen arbeiten, wirkt sich jede Änderung ihrer Dimensionen direkt auf die gesamte plasmonische Antwort des Systems aus. Zum Beispiel, wenn W_r sehr klein ist, z. B. 20 nm, ist die Kopplungseffizienz mit dem einfallenden Licht sehr schwach aufgrund des niedrigen Besetzungsverhältnisses der GNRs [14, 51], was zu niedriger Absorption des antisymmetrischen Modus und besonders des symmetrischen Modus des PIT-Systems führt, wie aus der Absorptionslinie von W_r = 20 nm in Abb. 3a ersichtlich. Als weiteres Beispiel, wenn W_r groß genug ist und besonders sein Maximum 100 nm erreicht (d. h. LGNRs wird ein ganzes Graphenblatt), kann keines der beiden Resonatoren mit dem externen Feld koppeln, und somit verschwindet der LGNRs-PIT. Bemerkenswert ist, dass die Absorptionen der beiden Modi gleichzeitig die höchsten Werte zeigen, wenn W_r etwa 50 nm beträgt. Anders als beim hellen Modus können Variationen der DG-Breite (W_d) in der oberen Graphenschicht für den dunklen Modus nur die Resonanzpositionen und Absorptionen des symmetrischen und antisymmetrischen Modus innerhalb von Grenzen abstimmen, während sie die hohe Kopplungseffizienz mit externen Wellen nicht eliminieren oder signifikant beeinflussen können, wie in Abb. 3c gezeigt. Tatsächlich können die LGNRs auch dann noch mit dem oberen Graphenblatt koppeln, wenn die dielektrischen Gitter entfernt werden oder zu einer ganzen dielektrischen Schicht werden (W_d = 100 nm), wie durch einen zweidimensionalen Fall in einer früheren Arbeit [36] demonstriert, wo nur ein PIT-Effekt erlaubt ist.

Absorptionsspektren des PIT-Systems im Wellenlängenmaßstab als Funktionen von (a), (b) Bandbreite W_r der LGNRs; (c, d) DG-Breite W_d der UGGs; und (e, f) Trennungsabstand d zwischen den beiden Graphenschichten mit Schritten von 10/20 nm bei Polarisationswinkeln θ = 0° (a, c, e) und 90° (b, d, f). In (a–f) deutet tiefere rote Farbe in den durchgezogenen Linien auf stärkere Absorption hin. Beachten Sie, dass einige Linien abgeschnitten sind, um Ablenkungen von anderen höhergeordneten Absorptionspeaks zu vermeiden. In (e) und (f) stellen durchgezogene Kurven und dunkle Kreise die numerischen und theoretischen Ergebnisse dar. SM und AM beziehen sich auf symmetrischen und antisymmetrischen Modus.

Für den Fall θ = 90° sind die Ergebnisse im Kontrast zum Fall θ = 0°, da die LGNRs als dunkler Modus arbeiten, während die UGGs als heller Modus fungieren. Im Detail moduliert die Änderung der LGNR-Breite W_r nur die Resonanzpositionen und maximalen Absorptionen des symmetrischen und antisymmetrischen Modus, kann aber die Existenz der beiden Modi nicht auslöschen, wie in Abb. 3b gezeigt. Dies liegt daran, dass die LGNRs in dieser Polarisationsbedingung als dunkler Modus operieren. Bei W_r = 100 nm wird das System zu einem DG-beladenen Graphenblatt, gekoppelt mit einem weiteren Graphenblatt, was einem zweidimensionalen einzelnen PIT-System ähnelt, das früher in einer anderen Studie [34] berichtet wurde. Allerdings wird die Änderung der oberen dielektrischen Gitter die optische Antwort des PIT-Systems stark beeinflussen, da das obere Graphenblatt in dieser Bedingung als heller Modus arbeitet, was dem Fall sehr ähnlich ist, wenn W_r bei θ = 0° geändert wird, wie in Abb. 3d gezeigt. Allgemein können wir aus Abb. 3a–d schließen, dass die Abstimmung des hellen Modus das Erscheinungsbild und sogar die Existenz des UGGs-PIT stark beeinflusst, wie in Abb. 3a und d demonstriert, während die Änderung des dunklen Modus nur die Resonanzpositionen und relativen Stärken des symmetrischen und antisymmetrischen Modus im UGGs-PIT ändern kann, wie in Abb. 3b und c gezeigt.

Ein weiterer Parameter, der die PIT-Effekte stark beeinflusst, ist der Abstand d zwischen den beiden Graphen-Resonatoren. Wenn wir die Breiten der GNRs und dielektrischen Gitter festlegen und dann d erhöhen, nimmt die Wechselwirkungsstärke zwischen den beiden Graphen-Resonatoren für beide Polarisationswinkel monoton ab aufgrund des schnellen Abfalls des plasmonischen Feldes in Normalrichtung der Graphenoberfläche [35, 61]. Als Ergebnis werden der symmetrische und der antisymmetrische Modus für θ = 0° bzw. θ = 90° bei großem Kopplungsabstand, z. B. d > 70 nm, jeweils ausgelöscht, wie in Abb. 3e und f gezeigt. Wie bekannt ist, wenn helle und dunkle Modi weit jenseits der Abklinglänge des evaneszenten Feldes voneinander entfernt sind, sind diese beiden Modi entkoppelt, und daher existiert nur der helle Modus. An diesem Punkt können wir aus Abb. 3e und f schließen, dass der symmetrische und antisymmetrische Modus des PIT jeweils von den UGGs und LGNRs herrühren, da sie bei großem Schichtabstand verbleiben. Beachten Sie, dass die PIT-Effekte bei unterschiedlichen Kopplungsstärken gut mit dem Zwei-Teilchen-Modell übereinstimmen, da die simulierten und analytisch vorhergesagten Ergebnisse in exzellenter Übereinstimmung sind, wie in Abb. 3a und b zu sehen, wo die durchgezogenen Kurven aus FDTD und die dunklen Kreise aus dem Zwei-Teilchen-Modell stammen.

Elektrische Abstimmbarkeit von PIT

Einer der Hauptvorteile graphenbasierter plasmonischer Geräte ist ihre dynamische und breitbandige Abstimmbarkeit, die durch elektrostatische Gating-Techniken realisiert werden kann [61, 62]. Diese faszinierende Eigenschaft ermöglicht es uns, den Fermi-Level von Graphen elektrisch zu ändern und somit das Transmissionsfenster der vorgeschlagenen PIT-Systeme aktiv zu modulieren, um bei verschiedenen Wellenlängen zu arbeiten, ohne die geometrische Struktur neu zu konstruieren [24, 25]. Durch Anlegen verschiedener Bias-Spannungen mit einer Feldeffekttransistor-Struktur haben Forscher experimentell die dynamische Abstimmung des Fermi-Energieniveaus von 0,2 bis 1,2 eV erreicht [63]. Die simulierten Absorptionsspektren in Abb. 4 bestätigen die breitbandige und dynamische Abstimmbarkeit des vorgeschlagenen PIT-Geräts. Für die gegebenen geometrischen Parameter können die Plasmonenwellenlängen des symmetrischen und antisymmetrischen Modus des LGNRs-PIT (UGGs-PIT) von 4,977 bis 9,953 μm und 4,259 bis 8,520 μm (von 4,775 bis 9,551 μm und 4,015 bis 8,033 μm) abgestimmt werden, wenn der Fermi-Level von 0,8 auf 0,2 eV moduliert wird, wie die durchgezogenen und gestrichelt-punktierten Linien in Abb. 4a und b zeigen. Diese dynamische Abstimmbarkeit wird das Design und die praktische Anwendung des vorgeschlagenen PIT-Geräts erheblich erleichtern.

Absorptionsspektren des symmetrischen Modus (durchgezogene Linien) und antisymmetrischen Modus (gestrichelt-punktierte Linien) des vorgeschlagenen PIT-Systems mit verschiedenen Fermi-Energieniveaus von Graphen bei Polarisationswinkeln θ = 0° (a) und 90° (b).

Anwendungen

In den vorherigen Teilen haben wir geklärt, wie die LGNRs mit den UGGs koppeln und weiter zu den polarisationsabhängigen PIT-Effekten führen, und demonstriert, wie geometrische und elektrische Parameter die Kopplungen beeinflussen. In diesem Teil demonstrieren wir, dass unser Vorschlag als selektive Brechungsindexsensoren und Dual-Band-perfekte Absorber verwendet werden kann.

Da der PIT-Effekt sowohl durch den hellen als auch den dunklen Modusresonanzen bestimmt wird, wird das, was Änderungen an diesen beiden Modi bewirkt, direkt den symmetrischen und antisymmetrischen Modus im PIT-Fenster verändern. Daher sind der induzierte symmetrische und antisymmetrische Modus hochsensibel gegenüber der lokalen dielektrischen Umgebung, was zur Gestaltung von Brechungsindexsensoren [64] angewendet werden kann. In unserem Design können sowohl die Bereiche über den UGGs (mit Brechungsindex n₀) als auch unter den LGNRs (mit Brechungsindex n₂) als Sensorbereiche betrachtet werden. Zur Berechnung der Empfindlichkeiten definieren wir S = Δλ/Δn, was die Plasmonenwellenlängenverschiebung (λ) pro Brechungsindexeinheit (RIU) angibt. Wir nehmen die Brechungsindizes der Materialien als n₁ = 2,0 und n₀ = n₂ = n₃ = 1,3 an (außer den Fällen, wenn n₀ oder n₂ als Sensorbereiche mit Bereich 1,0 bis 1,1 arbeiten).

Erstens, beim Variieren der GNR-Breite (W_r), finden wir, dass wenn der Sensorbereich entlang des hellen Modus liegt (das sind Sensorbereich n₀ bei θ = 90° und Sensorbereich n₂ bei θ = 0°), die Empfindlichkeit des symmetrischen Modus S_SM bei breiterer Bandbreite größer wird (siehe durchgezogene blaue Linien in Abb. 5b, c). Besonders kann S_SM 4 μm/RIU für den Fall θ = 0° im Sensorbereich n₂ erreichen. Zweitens, für den Fall mit zunehmender DG-Breite (W_d), nehmen sowohl die Empfindlichkeit des symmetrischen Modus S_SM als auch des antisymmetrischen Modus S_AM in den meisten Fällen ab. Schließlich, bezüglich des Kopplungsabstands d zwischen den beiden Schichten, findet man, dass S_SM abnimmt, während die des antisymmetrischen Modus für beide Polarisationswinkel zunimmt (siehe durchgezogene und gestrichelt-punktierte dunkle Linien in Abb. 5). Da der antisymmetrische Modus unter großem Kopplungsabstand bei θ = 90° verschwindet (siehe Abb. 3f), ist der antisymmetrische Modus für die Situation mit θ = 0° besser geeignet, als Sensor bei größerem Abstand zu arbeiten. Allgemein sind die Empfindlichkeiten des symmetrischen und antisymmetrischen Modus des LGNRs-PIT und UGGs-PIT jeweils miteinander vergleichbar, wie durch Vergleich von Abb. 5a mit 5b und Abb. 5c mit 5d geschlossen werden kann. Außerdem wird festgestellt, dass die Empfindlichkeiten der Fälle mit Sensorbereichen entlang des hellen und dunklen Modus keinen großen Unterschied zeigen, wie durch Vergleich von Abb. 5a mit 5d (entlang dunklem Modus) und Abb. 5b mit 5c (entlang hellem Modus) ersichtlich. Allerdings sind die Empfindlichkeiten des Falls mit Sensorbereich unter den LGNRs offensichtlich höher als die des Falls mit Sensorbereich über den UGGs, wie durch Vergleich von Abb. 5a und b mit Abb. 5c und d gezeigt. Dies liegt daran, dass die Empfindlichkeit direkt mit dem lokalisierten plasmonischen Feld [64] zusammenhängt, und das lokale plasmonische Feld in den schneidenden Kanten-Nanobändern generell stärker ist als in den kontinuierlichen kantenfreien Graphen-dielektrischen Gittern [60].

Brechungsindexempfindlichkeiten des symmetrischen Modus (S_SM, durchgezogene Linien) und antisymmetrischen Modus (S_AM, gestrichelt-punktierte Linien) in den Sensorbereichen n₀ (a, b) und n₂ (c, d) als Funktionen der Bandbreite W_r der LGNRs, der DG-Breite W_d der UGGs und des Trennungsabstands d zwischen den beiden Graphenschichten bei Polarisationswinkeln θ = 0° (a, c) und 90° (b, d). Die Einsätze zeigen die Lage des Sensorbereichs.

Neben der Funktion als Brechungsindexsensor kann das vorgeschlagene System auch als perfekter Absorber weiterentwickelt werden. Um dies zu erreichen, können wir einen metallischen Substrat unter den LGNRs hinzufügen und die Brechungsindizes der Materialien als n₁ = 2,0 und n₀ = n₂ = n₃ = 1,3 annehmen. Mit Existenz des metallischen Substrats bildet die dielektrische Schicht zwischen den LGNRs und dem metallischen Spiegel eine Fabry-Perot-Kavität, die die Wechselwirkung des Einfalls mit den Graphenschichten erhöht und die Absorptivität der beiden Modi weiter steigert. Für den LGNRs-PIT-Fall θ = 0° finden wir, dass perfekte Absorptionen mit Absorptivität > 96 % des symmetrischen und antisymmetrischen Modus gleichzeitig erreicht werden können, wenn der metallische Substrat mit 3,0-μm Abstand unter den LGNRs platziert ist, wie in Abb. 6a und c gezeigt. Wir finden auch, dass unser Vorschlag gute Robustheit gegenüber dem Dotierungslevel von Graphen zeigt, wie in Abb. 6a. Die Absorptivität der beiden Modi ist > 90 %, wenn der Fermi-Energieniveau von Graphen von 0,58 bis 0,66 eV reicht. Neben dem Dotierungslevel zeigen die perfekten Absorptionen auch gute Toleranz gegenüber dem Polarisationswinkel: Die Absorptivität der beiden Modi kann auf hohem Niveau (> 90 %) bleiben, selbst wenn der Polarisationswinkel von −17° bis 17° reicht. Die Robustheit gegenüber Parametern ist gut für das praktische Design des Absorbers.

Absorptionsspektren mit verschiedenen Fermi-Energieniveaus von Graphen bei Polarisationswinkeln θ = 0° (a) und 90° (b) für die Fälle mit einem Metallsubstrat unter den LGNRs mit 3,0 μm Abstand (a, c) und 1,2 μm (b, d). (c, d) Absorptionsmaxima als Funktionen von θ. SM und AM beziehen sich auf symmetrischen und antisymmetrischen Modus.

Um die perfekte Absorption für den UGGs-PIT-Fall θ = 90° zu erreichen, müssen wir den metallischen Substrat mit 1,2-μm Abstand unter den LGNRs platzieren. Es zeigt sich, dass perfekte Absorptionen mit Absorptivität > 95 % des symmetrischen und antisymmetrischen Modus gleichzeitig erreicht werden können, wie in Abb. 6b und d. Ähnlich wie beim LGNRs-PIT-Fall zeigt sich auch hier, dass die perfekten Absorptionen gute Toleranz gegenüber dem Polarisationswinkel von −15° bis 15° mit Absorptivität der beiden Modi > 90 % aufweisen (siehe Abb. 6d). Bemerkenswerterweise zeigt der vorgeschlagene Absorber für den UGGs-PIT-Fall eine viel größere Robustheit gegenüber dem Dotierungslevel von Graphen, wie in Abb. 6b dargestellt. Es zeigt sich, dass die Absorptivität der beiden Modi > 90 % bleibt, selbst wenn der Fermi-Energieniveau von Graphen von 0,55 bis 1,15 eV reicht. Da der Fermi-Level von Graphen dynamisch durch eine externe Gate-Spannung abgestimmt werden kann, kann die entworfene Struktur als aktiver Dual-Band-perfekter Absorber mit einer Arbeitswellenlänge des symmetrischen Modus (antisymmetrischen Modus) von 4,59 bis 6,64 μm (3,77 bis 5,45 μm) betrachtet werden.

Diskussion

In diesem Teil diskutieren wir die Vorteile und Unterschiede der vorgeschlagenen Struktur zu anderen ähnlichen Strukturen. Zu diesem Zweck berechneten wir zunächst die Plasmonenresonanzwellenlängen für die Fälle mit nur den GNRs und nur dem dielektrischen Gitter-beladenen Graphen, wie in Abb. 7a gezeigt. Es zeigt, dass die Plasmonenwellenlängen unterschiedliche Abhängigkeiten von der Breite des Resonators haben. Außerdem zeigen die Einsätze die Resonanzeigenschaften der Modi: Für GNRs sind die plasmonischen Felder hauptsächlich an der Kante des GNR lokalisiert, während für den Fall mit Graphenblatt, beladen mit dielektrischen Gittern, die plasmonischen Felder hauptsächlich im Gitterbereich konzentriert sind. Frühere Studien haben gezeigt, dass die Feldverteilungen und der Abstand zwischen den Resonatoren die plasmonischen Kopplungen [35, 65] stark beeinflussen und daher die spektrale Antwort des gekoppelten Systems. Das heißt, in unseren Fällen sind die Kopplungen von den LGNRs zu den oberen dielektrischen Gittern anders als die umgekehrte Kopplung von den oberen dielektrischen Gittern zu den LGNRs. Daher erhalten wir die in Abb. 7b gezeigten Ergebnisse, dass selbst dann, wenn die Plasmonenwellenlängen der beiden Resonatoren gleich sind, wenn sie allein existieren, sie auch zu zwei distinkten PIT-Effekten führen, egal ob sie als helle oder dunkle Modi arbeiten. Um den Vorteil unseres Designs deutlicher zu zeigen, zeichnen wir die Resonanzmoduspositionen der PIT-Effekte für verschiedene geometrische Parameter in Abb. 7c und d. Sie demonstrieren klar, dass es immer zwei unterscheidbare PIT-Effekte für die beiden Polarisationsrichtungen gibt, selbst wenn die geometrischen Parameter gleich sind.

(a) Plasmonenwellenlängen der Fälle mit nur GNRs und nur dielektrischem Gitter-beladenem Graphenblatt für verschiedene Band- und Gitterbreiten. Die Einsätze zeigen die Feldverteilung der Modi. (b) Absorptionsspektren für verschiedene Polarisationswinkel von GNR- und dielektrischem Gitter-beladenem Graphen-gekoppeltem System mit Breite 54 nm. (c–f) Resonanzpositionen der beiden PIT-Peaks bei verschiedenen Polarisationswinkeln für verschiedene Systeme. Die Einsätze zeigen die entsprechenden Strukturen.

Man könnte jedoch fragen, warum die vorgeschlagene Struktur nicht mit denselben Resonatoren entworfen ist, wie senkrechte GNRs und dielektrische Gitter-beladene Graphen, wie in früheren Studien berichtet [35, 38]. Um dies zu erklären, haben wir die Resonanzpositionen der beiden Modi in den PIT-Effekten für Strukturen mit reinen GNRs und dielektrischen Gitter-beladenen Graphen-Resonatoren in Abb. 7e und f geplottet. Es zeigt sich, dass, wenn die beiden Resonatorschichten mit denselben geometrischen Parametern entworfen sind, nur ein PIT-Effekt für alle Polarisationsrichtungen existiert, was bedeutet, dass der PIT-Effekt vom Absorptionsspektrum nicht unterscheidbar wird. Dies liegt daran, dass die Kopplungen zwischen den beiden Resonatorschichten aufgrund der gleichen Feldverteilung der Plasmonenmodi äquivalent sind. Das heißt, die polarisationsunabhängigen PIT-Effekte der in den Einsätzen von Abb. 7e und f gezeigten Strukturen hängen von der besonderen Wahl der geometrischen Parameter ab. Im Gegensatz dazu ist das Design in dieser Arbeit, um zwei schaltbare PIT-Effekte zu erreichen, nicht von der besonderen Wahl der geometrischen Parameter abhängig, was die Existenz der beiden schaltbaren PIT-Effekte garantieren kann.

Schlussfolgerung

In dieser Arbeit werden sowohl fortgeschrittene Simulationen als auch theoretische Analysen kombiniert, um schaltbare PIT-Effekte in zwei Graphenschichten zu untersuchen, die aus GNRs gekoppelt mit einer dielektrischen Gitter-beladenen Graphenschicht gebildet werden. Dank der gekreuzten Nanoband- und Gitterrichtungen können sowohl die GNRs als auch die dielektrischen Gitter je nach Polarisationsrichtung entweder als heller oder als dunkler Modus operieren. Das einfallende Licht unter diesen beiden Polarisationsrichtungen führt zwei verschiedene hell-zu-dunkel-Modus-Kopplungspfade innerhalb der beiden Resonatoren ein, was zu zwei schaltbaren PIT-Effekten führt. Geometrische Parameter wie Graphen-Nanobandbreite, dielektrische Gitterbreite, Schichtabstand und Graphen-Fermi-Level werden verwendet, um den physikalischen Mechanismus und die Leistung des vorgeschlagenen PIT-Effekts zu untersuchen. Zusätzlich werden die vorgeschlagenen Konzepte durch Anwendung eines Zwei-Teilchen-Modells überprüft, wobei eine herausragende Übereinstimmung mit den numerischen Ergebnissen gezeigt wird. Die vorgeschlagenen Methoden bieten einen allgemeinen Ansatz zur Erreichung schaltbarer PIT-Effekte in distinkten Resonator-gekoppelten Systemen und können die Anwendbarkeit und Vielseitigkeit von PIT-basierten plasmonischen Sensierplattformen und aktiven Dual-Band-perfekten Absorbern vorantreiben.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle Daten, die die Schlussfolgerungen dieses Artikels unterstützen, sind im Artikel enthalten.

Änderungshistorie

Abkürzungen

FDTD:

Finite-Differenzen-Zeitbereich

GNRs:

Graphen-Nanobänder

LGNRs:

Untere Graphen-Nanobänder

PIT:

Plasmonisch induzierte Transparenz

UGGs:

Obere Graphen-Gitter