Modulation marche-arrêt à double mode de la transparence induite par le plasmon et de l'effet de couplage dans une métasurface térahertz à motifs à base de graphène

Résumé

La transparence induite par le plasmon (PIT), qui est une interférence destructive entre le mode de superradiation et le mode de sous-radiation, est étudiée dans une métasurface térahertz à base de graphène composée de rubans et de bandes de graphène. En tant que résultats de la simulation dans le domaine temporel des différences finies (FDTD) et de l'ajustement de la théorie des modes couplés (CMT), le PIT peut être modulé dynamiquement par le mode double. Le creux de transmission gauche (droite) est principalement adapté par la tension de grille appliquée respectivement aux rubans (rayures) de graphène, ce qui signifie qu'un modulateur marche-arrêt à double mode est réalisé. Étonnamment, une absorbance de 50 % et une propriété de lumière lente de 0,7 ps sont également atteintes, démontrant que la métasurface PIT proposée a des applications importantes dans l'absorption et la lumière lente. De plus, les effets de couplage entre les rubans de graphène et les bandes de graphène dans la métasurface PIT avec différents paramètres structuraux sont également étudiés en détail. Ainsi, la structure proposée fournit une nouvelle base pour les modulateurs multifonctions marche-arrêt à double mode.

Introduction

À l'heure actuelle, les polaritons de plasmons de surface (SPP), en tant que porteurs de transmission d'informations et d'énergie, sont devenus un point névralgique de la recherche dans le domaine de l'optique sous-longueur d'onde. Généralement, ils sont produits par l'interaction entre les photons dans le champ lumineux incident et les électrons sur la surface métallique ou isolante [1, 2]. Les SPP facilitent le développement et la fabrication d'optiques et de circuits photoniques hautement intégrés en raison de leurs propriétés optiques uniques. Premièrement, ce sont des modes non radiatifs avec de grands effets d'amélioration en champ proche. Deuxièmement, les SPP peuvent briser la limitation traditionnelle de la diffraction optique et localiser la lumière dans la gamme des sous-longueurs d'onde [3]. Troisièmement, leurs propriétés dépendent des paramètres physiques du matériau environnant. Par conséquent, les guides d'ondes métal-diélectrique-métal (MDM) à base de SPP ont été largement étudiés par les chercheurs en raison de leur faible perte de flexion, de leur forte capacité locale et de leur faible difficulté de fabrication. Parallèlement, de nombreux types de guides d'ondes plasmoniques MDM ont été proposés, tels que des séparateurs [4, 5], des démultiplexeurs [6, 7], des filtres [8,9,10] et des capteurs [11, 12]. Cependant, il est particulièrement gênant d'obtenir une fréquence ou une longueur d'onde spécifique que le guide d'onde MDM ne puisse être modulé que de manière statique. Le graphène, en tant que structure en nid d'abeilles planaire bidimensionnelle pouvant supporter la propagation des SPP dans l'infrarouge moyen et la gamme THz, devient le candidat le plus prometteur dans de nombreux matériaux plasmoniques en raison de nombreuses excellentes propriétés optiques telles qu'une forte localité, une faible perte, près amélioration du champ, ajustement dynamique, etc. [13, 14]. Par conséquent, l'optique plasmonique à base de graphène a été utilisée dans de nombreuses applications, par exemple, la détection de la lumière [15, 16], l'absorption [17, 18, 19], la commutation [20] et d'autres phénomènes fascinants tels que l'optique non linéaire [21 , 22] et la transparence induite par plasmon (PIT) [23,24,25,26]. L'effet PIT, qui est le résultat d'une interférence destructive entre le mode de superradiation et le mode de subradiation, a produit une variété d'applications plasmoniques, par exemple, la commutation plasmonique [20, 27], la propagation de la lumière lente [28], l'imagerie holographique [ 29] et le stockage optique [30]. Pour réaliser une interaction aussi complexe entre la lumière et la matière, le PIT peut être obtenu dans des rubans hétérogènes de graphène [31], du graphène monocouche ou multicouche [32,33,34] et des métasurfaces à base de graphène [35] . Cependant, ces dispositifs plasmoniques sont non seulement assez compliqués dans leur conception, mais également monomodes en termes de modulation. De plus, c'est principalement que la fréquence de résonance sera réglée en manipulant le niveau de Fermi du graphène dans la modulation de la plupart des dispositifs plasmoniques. Étant donné que la transmittance du PIT est négligée, la modulation marche-arrêt ne peut pas être réalisée.

Dans cette étude, la métasurface PIT proposée, qui se compose de rubans de graphène périodiques et de bandes de graphène, est plus facile à mettre en œuvre et à fabriquer. Grâce au dépôt chimique en phase vapeur (CVD) [36], les rubans de graphène et les bandes de graphène peuvent être développés sur la feuille de cuivre, qui sont transférés sur un substrat plat par des techniques de transfert sec et humide. Cette technique produit moins de déchirures, de fissures et une résistance inférieure de la feuille. Deuxièmement, l'un des avantages les plus importants est que le creux de transmission gauche (droite) est principalement affecté par la tension de grille appliquée aux rubans de graphène (rayures), respectivement, ce qui signifie que la modulation marche-arrêt à double mode peut être réalisée. Troisièmement, même si le niveau de Fermi de graphène est faible, l'absorption de la métasurface proposée peut atteindre 50%, démontrant un absorbeur extraordinaire. Enfin, lorsque la mobilité du ruban de graphène et de la bande de graphène sont toutes les deux de 3 m² /(Vs), le retard de groupe peut être aussi élevé que 0,7 ps, ce qui représente la métasurface proposée a également distingué des fonctions de lumière lente. De plus, les effets de couplage entre les rubans de graphène et les bandes de graphène dans la métasurface PIT avec différents paramètres structuraux sont également étudiés en détail. Par conséquent, cette recherche jette une base solide pour le modulateur multifonction marche-arrêt à double mode.

Méthodes

La configuration de la métasurface PIT composée du graphène monocouche à motifs, des électrodes, des fils métalliques minces et du silicium du substrat est illustrée sur la figure 1a. Les rubans de graphène sont connectés à l'électrode gauche pour moduler leurs niveaux de Fermi par la tension de grille V _{g 1} . De plus, les bandes de graphène sont connectées à l'électrode de droite à l'aide de fils métalliques minces et d'une tension de grille V _{g 2} est appliqué pour moduler leurs niveaux de Fermi [37, 38]. Les tensions de grille V _{g 1} et V _{g 2} peuvent respectivement moduler les niveaux de Fermi des rubans de graphène et des bandes de graphène pour réaliser davantage la modulation bimode du PIT. Il est à noter que l'influence sur l'effet de transmission peut être ignorée en raison de la petite taille des fils de connexion [39]. Sur la figure 1b, le niveau de Fermi E _f du graphène monocouche peut être modulé indirectement par la tension de grille, qui peut être exprimée par [40] :

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

Ici, ħ , ε _d , ε ₀ , e , d ₀ , et v _F sont respectivement la constante de Planck réduite, la permittivité statique du silicium, la permittivité du vide, la charge électronique, l'épaisseur du silicium et la vitesse de Fermi. Il convient de mentionner que la concentration de porteurs aussi élevée que 4 × 10¹⁸ m⁻² dans la feuille de graphène a été observée en utilisant une porte électrolytique, ce qui signifie E _f =1,17 eV [41] ; en utilisant cette méthode, le niveau d'énergie de Fermi du graphène a pu être modifié expérimentalement de 0,2 eV à 1,2 eV après application d'une tension de polarisation élevée [42]. L'unité structurelle de la métasurface PIT proposée, qui se compose d'un ruban de graphène et d'une bande de graphène placés sur le substrat de silicium, comme illustré sur la figure 1c. La périodicité est prise comme L _x et L _y; la distance de couplage entre le ruban de graphène et la bande de graphène est d; le déplacement latéral de la bande de graphène est S .

La conductivité optique d'une feuille de graphène monocouche est principalement composée de contributions inter-bandes et intra-bandes [43,44,45], qui peuvent être exprimées par

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

Ici, G(ξ ) =sinh(ξ )/[cosh(E _f /k _B T )+coshξ ], où ξ =ε /k _B T . De plus, ω , k _B , σ _g , σ _inter , et σ _intra sont la fréquence angulaire de la lumière incidente, la constante de Boltzmann, la conductivité du graphène monocouche, les contributions inter-bandes et intra-bandes, respectivement. Dans ce travail, la température ambiante est T =300K; l'épaisseur du graphène est =0,34 nm. σ _inter peut être ignoré en raison de k _B T ≪ 2E _f dans la bande térahertz. Ainsi, σ _g peut être exprimé comme

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

Ici, le temps de relaxation électronique peut être exprimé par τ =μ ₀ E _f /(ev _F ² ) [40], avec μ ₀ =1 m² /(Vs) étant la mobilité du graphène. De plus, la constante de propagation β de la lumière incidente sur la surface du graphène peut être exprimée par [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)

Ici, ε ₁ , ₂ , et k ₀ sont la permittivité relative de la silice et de l'air, et le vecteur d'onde de l'onde plane, respectivement.

Sur la figure 1d, la théorie des modes couplés (CMT) [47] est utilisée pour ajuster les spectres de transmission et d'absorption des simulations numériques FDTD. Éléments A₁ et A₂ servir de deux antennes pour décrire l'effet de couplage entre le ruban de graphène et la bande de graphène. Lorsque la lumière incidente est éclairée de A et sortie de B, la relation peut être obtenue par

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

Ici, γ ₁₍₂₎ = (iω – iω ₁₍₂₎ – γ _{i 1(2)} – γ _{o 1(2)} ), dans laquelle le coefficient entre pertes est γ _{i 1(2)} = ₁₍₂₎ /(2Q _{i 1(2)} ) et le coefficient de surperte est γ _{o 1(2)} = ₁₍₂₎ /(2Q _{o 1(2)} ). De plus, Q _{i 1(2)} =Re(n _eff )/Je(n _eff ) [29] est le facteur de qualité inter-pertes, qui peut être obtenu par l'indice de réfraction effectif n _eff = /k ₀ . Le facteur de qualité intra-perte peut être obtenu par 1/Q _{t 1(2)} =1/Q _{i 1(2)} + 1/Q _{o 1(2)} , avec Q_{t 1(2)} =f /Δf étant le facteur de qualité de l'ensemble du système (Δf est de 3 dB de bande passante). Suite à la conservation de l'énergie, la relation de couplage entre deux antennes est la suivante :

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

Ici, les indices « + » et « - » représentent que les antennes sont éclairées dans les mêmes directions et dans des directions opposées ; les exposants « in » et « out » représentent le signe de la lumière incidente entrant et sortant des antennes. De plus, μ _nm (n =1, 2, m =1, 2, n m ) et φ sont respectivement les coefficients de couplage et la différence de phase entre deux antennes. Ainsi, nous pouvons obtenir le coefficient de transmission et le coefficient de réflexion de la métasurface PIT proposée.

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

Où χ ₁₍₂₎ =iμ ₁₂₍₂₁₎ +(γ _{o 1(2)} γ _{o 2(1)} )^1/2 e ^iφ . Ensuite, la transmission et l'absorption de la métasurface PIT proposée peuvent être obtenues par

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

Résultats et discussion

Très récemment, les rubans de graphène, comme l'un des candidats les plus prometteurs de la série du graphène en raison du fait qu'ils sont très faciles à réaliser expérimentalement et peuvent supporter des plasmons localisés (principalement basés sur la résonance d'onde stationnaire de type Fabry-Perot) [48 ,49,50] et propager des plasmons [51, 52], ont attiré beaucoup d'attention dans le domaine de la nanophotonique. Ici, nous exploitons le couplage plasmonique entre les rubans de graphène et les bandes de graphène pour démontrer un excellent effet PIT.

Afin de discuter de l'origine physique de l'effet PIT, les spectres de transmission simulés de trois métasurfaces de graphène et les distributions de champ électrique de l'ensemble de la structure et de la bande de graphène à la fréquence de résonance sont illustrés sur la figure 2a–c. Sur la figure 2a, lorsque les métasurfaces sont éclairées par la lumière polarisée en X, un mode sous-radiant peut être excité dans le ruban de graphène, ce qui produit une courbe rouge avec une transmittance de 1. Pendant ce temps, un mode superradiant peut être directement excité dans le bande de graphène, qui entraîne une courbe de Lorentz noire avec un creux de transmission de 7,90 %. En conséquence, le mode subradiant peut être indirectement excité par le mode superradiant, formant une courbe PIT bleue avec un pic de transmission de 88,61 % généré par l'ensemble de la structure. De plus, les distributions de champ électrique de l'ensemble de la structure et de la bande de graphène à la fréquence de résonance peuvent également expliquer l'origine physique du phénomène PIT. Lorsque seules les bandes de graphène existent dans les unités structurelles de chaque métasurface de graphène à motif, l'énergie du champ électrique autour de la bande de graphène est dans un état d'équilibre, comme illustré sur la figure 2c. Dans ce cas, seul le champ électrique le plus faible est confiné autour de la bande de graphène, ce qui produit une courbe de Lorentz avec un facteur de qualité inférieur. Cependant, lorsqu'un ruban de graphène est ajouté à la métasurface, l'équilibre du champ électrique autour de la bande de graphène est rompu. À l'heure actuelle, depuis l'effet de couplage entre eux, le champ électrique autour de la bande de graphène est renforcé, et le ruban de graphène est également excité par le champ proche, comme illustré sur la figure 2b. Par conséquent, l'énergie du champ électrique est localisée autour de la bande de graphène et de la surface du ruban de graphène, formant une courbe PIT avec des facteurs de qualité plus élevés.

La modulation marche-arrêt bimode du PIT peut être obtenue par deux tensions de grille appliquées aux rubans de graphène et aux bandes de graphène, comme illustré sur les Fig. 3a–h. Ici, les quatre creux de résonance sont étiquetés "dip1, dip2, Dip1, Dip2". Lorsque le niveau de Fermi E _{f 2} de la bande de graphène est fixé à 1,0 eV, le niveau de Fermi E _{f 1} du ruban de graphène est modifié pour explorer l'effet PIT. Dans la Fig. 3a–d, comme le niveau de Fermi E _{f 1} passe de 0,6 eV à 1,2 eV, il y a un changement significatif de dip1. D'une part, la transmittance du dip1 est remarquablement réduite, indiquant qu'une modulation tout ou rien peut être obtenue. D'autre part, le dip1 a un décalage vers le bleu évident démontrant qu'il est sensible au changement de niveau de Fermi E _{f 1} et peut réaliser une modulation de fréquence. De plus, lorsque le niveau de Fermi E _{f 1} du ruban de graphène est fixé à 1,0 eV, un phénomène similaire se produit en Dip2 avec l'augmentation du niveau de Fermi E _{f 2} . Cependant, le décalage vers le bleu est plus significativement observé dans le creux gauche dans les deux cas. Lorsque les niveaux de Fermi de la bande de graphène et du ruban de graphène sont tous deux de 1,0 eV, la fréquence de résonance du mode de superradiation et la fréquence de résonance monopôle du mode de sous-radiation sont fondamentalement de 6,2 THz. Ainsi, le couplage entre eux forme un PIT symétrique. Lorsque le niveau de Fermi E _{f 1} du ruban de graphène est augmenté de 0,6 eV à 1,0 eV, la fréquence de résonance monopôle du mode de sous-radiation s'est déplacée du côté gauche à 6,2 THz en raison du changement de la conductivité du ruban de graphène. Dans le cas, le couplage entre le mode de sous-radiation et le mode de superradiation est faible en raison de fréquences de résonance différentes, générant un PIT fortement asymétrique. Le décalage vers le bleu évident du dip1 sur la figure 3a–d est principalement affecté par le décalage vers le bleu du sous-mode de rayonnement. De même, le décalage vers le bleu évident du Dip1 sur la figure 3e–h est principalement influencé par le décalage vers le bleu du mode de superradiation. Le mécanisme marche-arrêt détaillé est illustré sur la figure 3i. Dans la conception du modulateur tout-ou-rien, le « on » est réglé sur une transmittance supérieure à 0,3 ; sinon, il est réglé sur « off ». Ainsi, la métasurface PIT proposée peut réaliser la fonction dual-mode-on au niveau de Fermi de 0,6 eV à 0,8 eV et la fonction dual-mode-off au niveau Fermi de 0,8 eV à 1,2 eV. En bref, la tension de grille V _{g 1} régule principalement le creux de transmission gauche, mais le creux de transmission droit est principalement adapté par la tension de grille V _{g 2} . Par conséquent, un modulateur marche-arrêt à double mode est réalisé. Pendant ce temps, la modulation bimode de l'absorption induite par les plasmons (PIA) est également obtenue sur la figure 4a–h. Avec l'augmentation du niveau de Fermi, le PIA a un décalage vers le bleu clair. Même si le niveau de Fermi en graphène est faible, l'absorption de la métasurface proposée peut atteindre 50 %. En effet, le graphène est similaire aux propriétés de perte lorsque le niveau de Fermi est faible, ce qui entraîne une perte et une absorption élevées [53]. Le phénomène signifie qu'un niveau de Fermi inférieur peut atteindre une absorption plus élevée, réduisant ainsi la tension requise. De plus, les spectres de transmission et d'absorption de la simulation FDTD sont tous deux ajustés par CMT. Ici, la courbe bleue indique le résultat de la simulation FDTD; la courbe en pointillé rouge indique les données d'ajustement du CMT.

De plus, des spectres de transmission avec différentes mobilités du graphène sont également étudiés, comme illustré sur la figure 5(a-c). Une courbe PIT entièrement symétrique est obtenue lorsque E _{f 1} =E _{f 2} =1,0 eV. Sur cette base, la mobilité du graphène est augmentée de 1,0 m² /(Vs) à 3,0 m² /(Vs) dans un 1,0 m² /(Vs) pas. À mesure que la mobilité du graphène augmente, non seulement les spectres de transmission montrent un décalage vers le rouge apparent, mais également la bande passante de 3 dB des creux de transmission devient plus étroite, ce qui signifie que la mobilité du graphène peut également être utilisée pour moduler dynamiquement le PIT et les facteurs de qualité des creux de transmission. Ici, les spectres de transmission de la simulation FDTD et de l'ajustement CMT sont toujours parfaitement adaptés. On sait que les performances de l'effet de lumière lente sont meilleures avec le facteur de qualité plus élevé du creux de transmission. Par conséquent, le déphasage de transmission et le retard de groupe avec différentes mobilités de graphène sont représentés sur la figure 5d–e. Le délai de groupe est obtenu par [54] :

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

où ϕ (ω ) est le déphasage calculé par ϕ (ω ) = arg (t ). Les résultats montrent que le retard de groupe et le déphasage sont de 0 lorsque la transmittance du système est proche de 1. De plus, le grand retard de groupe se produit au niveau du pic de transmission et de ses environs en raison du fait que le ruban de graphène et le graphène bande ont un fort effet de couplage à la fréquence de résonance. Lorsque la mobilité du graphène atteint 3μ ₀ , le retard de groupe du système peut atteindre 0,7 ps. Cependant, le retard de groupe aux creux de transmission atteint une grande valeur négative, ce qui signifie une propagation rapide de la lumière dans le système. Pendant ce temps, le déphasage a également changé de façon spectaculaire au niveau des creux de transmission. Zhang et al. a récemment proposé une efficacité d'absorption de 50 % et des performances en lumière lente avec une structure de graphène à motifs [25]. Cependant, l'unité de structure proposée composée de doubles bandes de graphène et d'un ruban de graphène, qui est plus complexe, ne peut pas réaliser la modulation bimode on-to-off et d'absorption. En outre, il est déraisonnable d'analyser l'efficacité d'absorption en modifiant la mobilité des doubles bandes de graphène, seul le ruban de graphène étant appliqué avec une tension de grille. De plus, l'effet de lumière lente analysé par l'indice de groupe qui dépend largement de l'épaisseur du substrat n'est pas objectif. Et l'indice de groupe qui ne peut atteindre que 382 est médiocre.

Enfin, les effets de couplage entre les rubans de graphène et les bandes de graphène dans la métasurface PIT avec différents paramètres structuraux sont étudiés en détail, comme illustré sur la figure 6a–d. D'autres paramètres structurels sont basés sur la figure 2a. D'après la figure 6a, à mesure que la distance de couplage augmente, le creux de transmission gauche est d'abord décalé vers le bleu, puis vers le rouge, tandis que le creux de transmission droit est fondamentalement inchangé, ce qui signifie qu'un changement de la distance de couplage a une plus grande influence pour la transmission gauche tremper. Lorsque le déplacement latéral de la bande de graphène augmente, la position des creux de transmission ne change pas en raison de la lumière incidente polarisée en x, comme observé sur la figure 6b. Fait intéressant, sur la figure 6c, l'augmentation de l ₄ entraîne un décalage vers le rouge échelonné dans le creux de transmission gauche et son facteur de qualité diminue, indiquant la dépendance de la longueur de la bande de graphène sur les spectres de transmission gauche. La figure 6d illustre l'augmentation de la largeur de la bande de graphène qui provoque un léger décalage vers le rouge dans le creux de transmission gauche et un léger décalage vers le bleu dans le creux de transmission droit, augmentant la distance entre les creux de transmission. Il convient de mentionner que puisque les incréments de la longueur et de la largeur de la bande de graphène améliorent l'inductance du système résonant, un phénomène important est généré.

Conclusion

En bref, nous avons simulé numériquement et calculé théoriquement le PIT dans la métasurface à motifs composée des rubans et des bandes de graphène, qui est causée par une interférence destructive entre le mode superradiant et le mode subradiant. Il est intéressant de noter que la modulation marche-arrêt à double mode du PIT peut être obtenue par deux tensions de grille appliquées aux rubans de graphène et aux bandes de graphène. De plus, un taux d'absorption de 50 % et une propriété de lumière lente de 0,7 ps sont atteints, démontrant que la métasurface PIT proposée a des applications importantes dans l'absorption et la lumière lente. De plus, les effets de couplage entre les rubans de graphène et les bandes de graphène dans la métasurface PIT avec différents paramètres structuraux sont étudiés en détail. Ainsi, ce travail fournit des applications potentielles pour la mise en œuvre de modulateurs multifonctions on-to-off bimodes.

Disponibilité des données et des matériaux

Toutes les données générées ou analysées au cours de cette étude sont incluses dans cet article publié.

Abréviations

CMT :: Théorie des modes couplés
CVD :: Dépôt chimique en phase vapeur.
FDTD :: Domaine temporel aux différences finies
MDM :: Métal-diélectrique-métal
PIT :: Transparence induite par le plasmon
SPP :: Polaritons de plasmons de surface

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