Transparência induzida por plasma dinamicamente ajustável em sistema On-chip baseado em grafeno assimétrico acoplado a nanocavidade de guia de ondas

Resumo

Uma nanoestrutura plasmônica on-chip baseada em grafeno composta por um guia de onda de barramento plasmônico acoplado com uma forma de U e nanocavidades retangulares foi proposta e modelada usando o método dos elementos finitos neste artigo. A sintonia dinâmica das janelas de transparência induzida por plasmon (PIT) foi investigada. Os resultados revelam que os efeitos PIT podem ser ajustados através da modificação do potencial químico das nanocavidades e do guia de onda do barramento plasmônico ou pela variação dos parâmetros geométricos, incluindo a localização e a largura da nanocavidade retangular. Além disso, a nanoestrutura plasmônica proposta pode ser usada como um sensor de índice de refração plasmônica com uma sensibilidade de detecção de 333,3 nm / unidade de índice de refração (RIU) no pico de transmissão PIT. O efeito de luz lenta também é realizado no sistema PIT. A nanoestrutura proposta pode abrir um novo caminho para a realização de dispositivos nanofotônicos integrados em chips baseados em grafeno.

Histórico

A transparência induzida por plasma (PIT), que é um novo fenômeno análogo ao efeito de transparência induzida eletromagneticamente (EIT) gerando uma janela de transparência nítida dentro de um amplo espectro de absorção [1], atraiu grande atenção devido às suas aplicações potenciais em uma ampla gama de campos, como luz lenta [2, 3], comutação óptica [4], armazenamento de luz [5] e detecção de alta sensibilidade [6, 7]. Os dispositivos baseados em PIT podem ser realizados com pegada ultracompacta por causa da grande capacidade de intensificação de campo local e superação do limite de difração de luz clássico fornecido pelos polaritons de plasmon de superfície (SPPs) [8, 9]. Uma variedade de projetos foram propostos para atingir o efeito PIT em nanoestruturas plasmônicas, incluindo sistemas ressonadores acoplados [10,11,12,13], estruturas de cristal fotônico [14, 15] e estruturas de metamateriais [16, 17]. No entanto, a maioria dessas estruturas que exibem o efeito PIT são dificilmente ajustáveis, a menos que mudem os parâmetros geométricos das estruturas, que em grande medida limitam o controle ativo das janelas PIT e degradam a qualidade.

Grafeno, uma monocamada de átomos de carbono dispostos em uma rede em favo de mel bidimensional (2D) [18], mostra grande potencial para o desenvolvimento de dispositivos optoeletrônicos altamente eficientes devido às suas propriedades elétricas e ópticas excepcionais, incluindo a capacidade de confinamento extremo [19,20, 21], sintonia dinâmica e perdas de amortecimento relativamente baixas [22, 23]. Particularmente, a condutividade de superfície do grafeno pode ser dinamicamente ajustada por potencial químico via tensão de porta externa ou dopagem química [24, 25], o que torna o grafeno um candidato promissor para projetar PIT ajustável enquanto os parâmetros geométricos são fixos. Por causa dessas características extraordinárias em comparação com os de metais nobres convencionais, uma ampla gama de pesquisas tem sido feita para realizar PIT à base de grafeno, como fenômenos PIT em guia de onda de grafeno acoplado a anel de grafeno [26, 27] e efeitos de PIT em um guia de onda de nanofita à base de grafeno acoplado com estrutura de ressonador retangular de grafeno [28, 29]. Sun et al. estudaram a estrutura de dupla camada de grafeno periodicamente padronizada separada por uma camada dielétrica na faixa de frequência terahertz, onde as respostas multiespectrais PIT foram alcançadas [30]. Além disso, os efeitos PIT ajustáveis são realizados nas nano-tiras de grafeno combinadas periodicamente e descritos analiticamente com o modelo de oscilador de Lorentz acoplado [31, 32]. No entanto, a maioria dos trabalhos anteriores estava preocupada com ressonadores de grafeno, acoplados a um grafeno monocamada ou um sistema de guia de onda de nanofita de grafeno e sistemas de nano-tiras de grafeno com luz incidente normal. Havia muito poucos ou mesmo nenhum estudo sobre o fenômeno de transparência induzida por plasmonicamente em uma folha de grafeno com potenciais químicos localmente variantes. Além disso, em comparação com a luz incidente normal, a propagação no plano tem vantagens avassaladoras para integração no chip.

Motivado pelos estudos fundamentais acima, neste artigo, propomos uma nanoestrutura plasmônica à base de grafeno composta por um guia de onda de barramento plasmônico acoplado lateralmente a uma nanocavidade em forma de U e uma nanocavidade retangular na mesma monocamada de grafeno. O software comercial COMSOL Multiphysics baseado no método dos elementos finitos (FEM) é utilizado para explorar a transmissão e as respostas eletromagnéticas de nossos projetos. Os resultados da simulação revelam que o fenômeno PIT é observado em nossa nanoestrutura plasmônica proposta. Além disso, a janela PIT pode ser efetivamente ajustada variando os potenciais químicos das nanocavidades e do guia de onda do barramento plasmônico. Além disso, uma teoria de modo acoplado (CMT) é introduzida para explicar as características de transmissão do fenômeno PIT. Por fim, um sensor de índice de refração plasmônica baseado na nanoestrutura plasmônica proposta é estudado. A sensibilidade de detecção de 333,3 nm / unidade de índice de refração (RIU) é alcançada no pico de transmissão PIT. Além disso, o efeito de luz lenta com atraso de grupo acima de 1 ps é realizado. Esta nova nanoestrutura plasmônica proposta pode oferecer uma nova maneira de realizar a integração de dispositivo plasmônico de alta densidade no chip baseado em grafeno em uma monocamada de grafeno.

Métodos

Por uma questão de simplicidade, a estrutura proposta é modelada por uma monocamada de grafeno suspensa com variação local do potencial químico para formar o guia de onda de barramento correspondente e os nanorressonadores. A Figura 1a mostra a configuração esquemática e os parâmetros geométricos de uma nanocavidade em forma de U diretamente acoplada a um guia de ondas de barramento plasmônico. A nanocavidade em forma de U acoplou guia de onda com um potencial químico de μ _c2 está rodeado pela mesma folha de grafeno com potencial químico de μ _c1 . A largura do guia de onda do barramento plasmônico d é de 20 nm. A largura e a altura da nanocavidade em forma de U são W _U =150 nm e L _U =120 nm, respectivamente. A modelagem teórica exata de tal estrutura requer uma computação tridimensional (3D), que consome muito tempo e memória. Para resolver este problema, o método do índice efetivo tem sido usado por muitas publicações [33,34,35], e o índice de refração da estrutura é substituído pelo índice efetivo dos modos guiados, que é definido pela razão entre a constante de propagação e o número da onda no espaço livre. Em nossa estrutura, a folha de grafeno é tratada como um filme ultrafino que se caracteriza pelo índice efetivo definido como n _eff = β / k ₀ , onde k ₀ =2 π / λ é o número da onda no espaço livre. A constante de propagação β do modo SPP guiado suportado por grafeno monocamada é escrito como [36, 37]

a, b A configuração esquemática e os parâmetros geométricos de um sistema de guia de onda acoplado a nanocavidade em forma de U e a transmitância espectral correspondente, respectivamente. A inserção em b mostra o campo elétrico ( E _y ) distribuição em um comprimento de onda de 2.437 nm. Os parâmetros são definidos como W =800 nm, L =620 nm, d =20 nm, W _U =150 nm, L _U =120 nm, L ₁ =220 nm, τ =1 ps, μ _c1 =0,3 eV e μ _c2 =0,9 eV. As camadas perfeitamente combinadas ( PML ) com uma largura de 50 nm são implementados no topo e inferior do domínio de computação para eliminar reflexos indesejados do limite do domínio
$$ \ beta ={k} _0 \ sqrt {1 - {\ left (\ frac {2} {\ sigma _ {\ mathrm {g}} \ sqrt {\ mu_0 {\ mu} _ {\ mathrm {r}} / {\ varepsilon} _0 {\ varepsilon} _ {\ mathrm {r}}}} \ right)} ^ 2,} $$ (1)
onde μ ₀ e ε ₀ representam a permeabilidade e a permissividade do vácuo, respectivamente, e μ _r e ε _r representam a permeabilidade relativa e a permissividade relativa, respectivamente. A condutividade da superfície do grafeno σ _g composto pelas transições eletrônicas entre bandas σ _inter e o espalhamento elétron-fóton intrabanda σ _intra é dado pela fórmula de Kubo [38, 39]
$$ {\ sigma} _ {\ mathrm {g}} ={\ sigma} _ {\ mathrm {intra}} + {\ sigma} _ {\ mathrm {inter}} $$ (2)
Com
$$ {\ sigma} _ {\ mathrm {intra}} =\ frac {- i {e} ^ 2 {k} _ {\ mathrm {B}} T} {\ pi {\ hslash} ^ 2 \ left ( \ omega - i / \ tau \ right)} \ left [\ frac {\ mu _ {\ mathrm {c}}} {k _ {\ mathrm {B}} T} +2 \ ln \ left (1+ \ exp \ esquerda (- \ frac {\ mu _ {\ mathrm {c}}} {k _ {\ mathrm {B}} T} \ direita) \ direita) \ direita] $$ (3) $$ {\ sigma} _ {\ mathrm {inter}} =\ frac {- i {e} ^ 2} {2 h} \ ln \ left [\ frac {2 \ left | {\ mu} _c \ left | - \ hslash \ left (\ omega - i / \ tau \ right) \ right. \ right.} {2 \ left | {\ mu} _c \ left | + \ hslash \ left (\ omega - i / \ tau \ right) \ right. \ right.} \ direita] $$ (4)
onde μ _c é o potencial químico do grafeno, ω é a frequência angular do plasmon, ћ é a constante de Planck reduzida, e é a carga do elétron, k _B é a constante de Boltzmann, T é a temperatura, ℏ =h / 2 π é a constante de Planck reduzida, e τ é o tempo de relaxamento do momentum do elétron. Especificamente, o potencial químico do grafeno pode ser ajustado por meio de dopagem química ou portas elétricas [25, 26]. Mikhailov et al. demonstraram experimentalmente que a densidade do portador em uma folha de grafeno é tão alta quanto 10 ¹⁴ cm ⁻² tinha sido alcançado, o que levou a um potencial químico de 1–2 eV a uma temperatura abaixo de 250 K [40]. Além disso, foi demonstrado que o grafeno suspenso de alta qualidade com mobilidade de corrente contínua de até 10 ⁵ cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ pode ser obtido, o que corresponde a τ > 1,5 ps [41]. Neste artigo, tanto o tempo de relaxação quanto o potencial químico que definimos são conservadores o suficiente para garantir a confiabilidade de nosso estudo numérico.

Resultados e discussão

Conforme a onda SPP passa através da nanocavidade em forma de U acoplada lateralmente mostrada na Fig. 1a, a energia é acoplada à nanocavidade. Um vale de transmissão profundo é obtido no comprimento de onda de ressonância devido à interferência destrutiva entre a onda incidente e a energia escapada da nanocavidade [12, 13]. A Figura 1b plota o espectro de transmissão de uma nanocavidade em forma de U diretamente acoplada a um guia de onda de barramento plasmônico com τ =1 ps, μ _c1 =0,3 eV e μ _c2 =0,9 eV. Um mergulho pronunciado com transmitância inferior a 0,1 é alcançado no comprimento de onda de ressonância de 2.437 nm. A inserção na Fig. 1b mostra a distribuição do campo elétrico correspondente no comprimento de onda de ressonância, onde pode ser visto que quase nenhum SPPs se propagam através do guia de onda plasmônica. A Figura 2a exibe os espectros de transmitância com tempo de relaxamento variado τ =0,6, 0,8 e 1 ps, onde pode ser visto que um maior contraste de transmissão é obtido quando o tempo de relaxação aumenta. Isso é atribuído à redução da absorção ôhmica dos plasmons quando o tempo de relaxamento do momento do elétron aumenta [39]. A transmitância calculada de um sistema de guia de onda acoplado a nanocavidade em forma de U para diferentes potenciais químicos μ _c2 é apresentado na Fig. 2b. O tempo de relaxamento τ e potencial químico μ _c1 são constantemente mantidos como 1 ps e 0,3 eV, respectivamente. Pode-se ver que os locais dos mergulhos são ajustados dinamicamente por meio do potencial químico variado da nanocavidade e do guia de ondas do ônibus. Os comprimentos de onda centrais dos mergulhos são 2455, 2445 e 2437 nm com μ _c2 =0,89, 0,895 e 0,9 eV, respectivamente.

Transmitância espectral de um sistema de guia de onda acoplado a nanocavidade em forma de U mostrado na Fig. 1: a com τ =0,6, 0,8 e 1 ps; μ _c1 =0,3 eV; e μ _c2 =0,9 eV; b com μ _c2 =0,89, 0,895 e 0,9 eV; μ _c1 =0,3 eV; e τ =1 ps

De acordo com CMT [12, 42, 43], a transmitância espectral do sistema que suporta um modo ressonante de frequência ω ₀ pode ser escrito como
$$ T =\ frac {{\ left (\ omega - {\ omega} _0 \ right)} ^ 2 + {\ left (1 / {\ tau} _i \ right)} ^ 2} {{\ left (\ omega - {\ omega} _0 \ right)} ^ 2 + {\ left (1 / {\ tau} _i + 1 / {\ tau} _e \ right)} ^ 2} $$ (5)
onde 1 / τ _i e 1 / τ _e representam a taxa de decaimento da perda intrínseca na nanocavidade e a energia que escapa através do guia de ondas do barramento plasmônico, respectivamente. Obviamente, a transmitância mínima T _min =(1 / τ _i ) ² / (1 / τ _i + 1 / τ _e ) ² pode ser alcançado quando a frequência da luz incidente ω é igual à frequência de ressonância ω ₀ . Como o 1 / τ _e é muito mais do que 1 / τ _i , uma queda de transmissão quase zero pode ser obtida, o que concorda bem com os resultados da simulação.

A fim de obter efeitos PIT, adicionamos uma nanocavidade retangular com base na nanoestrutura plasmônica mostrada na Fig. 1. Uma nanoestrutura plasmônica baseada em grafeno composta de um guia de onda de barramento plasmônico acoplado de lado a nanocavidades retangulares em forma de U é esquematicamente mostrada na Fig. 3a. Existe um forte acoplamento entre as duas nanocavidades quando elas estão conectadas através do guia de ondas do barramento plasmônico. A interferência destrutiva entre duas vias de excitação ressonante relacionadas às nanocavidades retangulares e em forma de U gera o fenômeno PIT [10, 11]. Conforme mostrado na Fig. 3b, um pico de transmissão acentuado (aumentado de 0,06 para 0,44) apareceu na banda proibida de transmissão mostrada na Fig. 1b, implicando na formação da janela PIT. O comprimento de onda central da janela PIT é 2437 nm, que é exatamente a localização do comprimento de onda central do mergulho de transmissão mostrado na Fig. 1b. A ampla ressonância da nanocavidade em forma de U é dividida em dois modos de ressonância:um é desviado para o azul, enquanto o outro é desviado para o vermelho [12, 13]. A Figura 3c – e exibe as distribuições de campo elétrico dos modos ressonantes em 2.408, 2.437 e 2.457 nm, respectivamente. Podemos ver que a distribuição do campo elétrico nas nanocavidades está em fase com a distribuição do campo elétrico nos guias de onda do barramento plasmônico em 2.437 nm, o que significa que a luz incidente e a luz escapando para o guia de onda do barramento plasmônico das nanocavidades encontram um aprimoramento coerente . Além disso, as distribuições de campo elétrico revelam que há antifase entre as nanocavidades e o guia de onda do barramento plasmônico em 2.408 e 2.457 nm, ou seja, as condições de ressonância destrutiva foram atendidas, o que resulta na inibição das ondas de transmissão [12].

a, b A configuração esquemática e os parâmetros geométricos do sistema de guia de ondas em forma de U e acoplado a nanocavidade retangular e a transmitância espectral correspondente, respectivamente. c - e Campo elétrico ( E _y ) distribuição em comprimentos de onda de 2.408, 2.437 e 2.457 nm, respectivamente. Os parâmetros são definidos como W =800 nm, L =620 nm, d =20 nm, W _U =150 nm, L _U =120 nm, L ₁ =220 nm, L ₂ =250 nm, L _r =50 nm, W _r =100 nm, τ =1 ps, μ _c1 =0,3 eV e μ _c2 =0,9 eV

Calculamos a transmitância espectral para o sistema de guia de onda de barramento plasmônico acoplado à nanocavidade retangular em forma de U com tempo de relaxação variado τ =0,6, 0,8 e 1 ps, e os resultados são mostrados na Fig. 4a. Percebe-se que o contraste da transmissão aumenta com o aumento do tempo de relaxamento. Além disso, a sintonia dinâmica da janela PIT é mostrada na Fig. 4b. O potencial químico μ _c1 é constantemente mantido como 0,3 eV, enquanto μ _c2 é 0,89, 0,895 e 0,9 eV. Como o potencial químico μ _c2 aumenta, o pico de transmissão (nos comprimentos de onda de 2452, 2445 e 2437 nm) na janela PIT é obviamente desviado para o azul. Como resultado, o efeito PIT dinamicamente ajustável é realizado em nossa nanoestrutura proposta, modificando o potencial químico das nanocavidades e do guia de onda do barramento plasmônico.

A transmitância espectral do sistema de guia de ondas em forma de U e acoplado a nanocavidade retangular mostrado na Fig. 3: a com τ =0,6, 0,8 e 1 ps; b com μ _c2 =0,89, 0,895 e 0,9 eV

Para investigar como os parâmetros geométricos influenciam o fenômeno PIT, modificamos a localização da nanocavidade retangular. A Figura 5a mostra a transmitância espectral do sistema de guia de onda de barramento plasmônico acoplado à nanocavidade retangular em forma de U, onde é visto que o pico de transmissão aumentou (aumentou de 0,44 para 0,52) e a janela PIT tornou-se mais ampla com L ₂ aumentando para uma certa faixa, o que é atribuído à intensificação da força de acoplamento entre as duas nanocavidades [11, 28]. Além disso, descobrimos que a diminuição da largura da nanocavidade retangular pode levar a um pico de transmissão mais alto (aumentado de 0,44 para 0,48), conforme mostrado na Fig. 5b. Isso oferece outra opção para ajustar a janela PIT. O fator de qualidade (fator Q) das janelas PIT é definido como λ ₀ / ∆ λ , onde λ ₀ e ∆ λ são comprimento de onda de pico de transmissão e largura total na metade do máximo (FWHM). Em nossa nanoestrutura plasmônica proposta, um FWHM de menos de 30 nm e fator Q de cerca de 80 é obtido, que é muito mais estreito e maior do que as contrapartes de PIT à base de grafeno propostas nas referências acima mencionadas [28, 29].

Transmitância espectral do sistema de guia de ondas em forma de U e acoplado a nanocavidade retangular mostrado na Fig. 3: a com L ₂ =250, 252 e 254 nm; b com W _r =96, 98 e 100 nm

De acordo com o CMT, a transmitância em nossa nanoestrutura plasmônica é expressa como [12, 42]
$$ T ={\ left | \ frac {j \ left ({\ omega} _ {\ mathrm {U}} - {\ omega} _ {\ mathrm {r}} \ right) + \ gamma +1} { j \ left ({\ omega} _ {\ mathrm {U}} - {\ omega} _ {\ mathrm {r}} \ right) + \ beta + \ gamma +1} \ right |} ^ 2 $$ ( 6)
onde γ e β representam o coeficiente de acoplamento entre as duas nanocavidades e o coeficiente de acoplamento entre as nanocavidades e o guia de onda do barramento plasmônico, respectivamente. Podemos descobrir que a janela PIT pode ser obtida quando as frequências de ressonância da nanocavidade em forma de U ω _U e a nanocavidade retangular ω _r são aproximadamente equivalentes. E o pico de transmissão correspondente é | ( γ + 1) / ( β + γ + 1) | ² .

Com base na estrutura mostrada na Fig. 3a, construímos o sensor de índice de refração, que é realizado modificando a permissividade relativa na Eq. 1. A Figura 6a ilustra a transmitância espectral com diferentes índices de refração n , que se refere ao índice de refração do material de subdetecção. Pode-se ver que os comprimentos de onda de pico / dip1 / dip2 mudam de 2.437,3 a 2457,3 nm / 2410,3 a 2432,4 nm / 2457,3 a 2474,9 nm quando o índice de refração n varia de 1 a 1,06. Como o índice de refração n aumenta, o pico e as quedas da transmissão exibem um desvio para o vermelho. A sensibilidade de detecção do sensor de índice de refração, definida como a mudança no comprimento de onda de pico / dip1 / dip2 por unidade de variações do índice de refração dλ / dn é 333,3, 368,3 e 293,3 nm / RIU, respectivamente. A Figura 6b mostra os picos e quedas da transmitância espectral com índice de refração n variando de 1 a 1,19, onde podemos ver a relação aproximadamente linear dos comprimentos de onda de pico / mergulho em relação ao índice de refração n .

a A transmitância espectral com índice de refração n =1, 1,02, 1,04 e 1,06; b os comprimentos de onda de pico / mergulho da transmitância espectral versus o índice de refração n . Os parâmetros são definidos como W =800 nm, L =620 nm, d =20 nm, W _U =150 nm, L _U =120 nm, L ₁ =220 nm, L ₂ =250 nm, L _r =50 nm, W _r =96 nm, τ =1 ps, μ _c1 =0,3 eV e μ _c2 =0,9 eV

É bem conhecido que o fenômeno PIT é acompanhado pelo efeito de luz lenta causado pela dispersão nítida [13, 29]. O efeito de luz lenta pode ser caracterizado pelo atraso do grupo expresso como τ _g = ∂φ ( ω ) / ∂ ω onde φ ( ω ) é a mudança de fase efetiva do espectro de transmissão. Na Fig. 7, representamos graficamente os atrasos do grupo dentro da janela PIT em diferentes potenciais químicos μ _c2 . Nas proximidades do pico de transmissão PIT, ele oferece grandes atrasos de grupo positivo indicando o efeito de luz lenta. Os comprimentos de onda de pico do sistema PIT em μ _c2 =0,89, 0,895 e 0,9 eV são 2449,7, 2442,3 e 2434,7 nm, respectivamente, e os atrasos de grupo correspondentes são 0,99, 1,1 e 1,02 ps, respectivamente. Assim, o efeito de luz lenta é efetivamente ajustado pela modificação do potencial químico das nanocavidades e do guia de onda do barramento plasmônico. Também deve ser apontado que este é um artigo de prova de conceito. Na realidade, a estrutura proposta deveria estar no substrato, onde o índice de refração é maior do que o ar, e a resposta de frequência mudaria de acordo. Além disso, o confinamento do plasmon é maior, acompanhado pelo aumento da perda, o que resulta na redução do valor de pico da janela de transparência no espectro de transmissão. No entanto, o princípio é idêntico ao do caso suspenso.

O grupo atrasa versus potencial químico μ _c2 para o sistema PIT de grafeno mostrado na Fig. 3a. Os outros parâmetros são definidos como W =800 nm, L =620 nm, d =20 nm, W _U =150 nm, L _U =120 nm, L ₁ =220 nm, L ₂ =254 nm, L _r =50 nm, W _r =96 nm, τ =1 ps, μ _c1 =0,3 eV

Conclusões

Em conclusão, efeitos PIT dinamicamente ajustáveis em nanoestrutura plasmônica à base de grafeno composta de um guia de onda de barramento plasmônico acoplado lateralmente a nanocavidades retangulares e em forma de U foram propostos e modelados usando o método de elementos finitos. A sintonia dinâmica das janelas PIT é obtida pela modificação do potencial químico das nanocavidades e do guia de onda do barramento plasmônico. Além disso, a janela PIT pode ser ajustada dinamicamente por meio do ajuste dos parâmetros geométricos da nanoestrutura, como a localização e a largura da nanocavidade retangular. Em comparação com os ressonadores de anel convencionais [24, 25], nossos ressonadores retangulares e em forma de U assimétricos propostos oferecem maior força de acoplamento entre os ressonadores e o guia de onda de barramento, o que resulta em um efeito PIT mais forte. Por outro lado, ao contrário de outros guias de onda de nanofibra relatados, nossas estruturas são formadas pela variação local do potencial químico na monocamada de grafeno idêntica, e isso fornece a integração mais fácil com outros componentes funcionais na mesma plataforma de material. Além disso, esta nanoestrutura plasmônica pode ser usada como sensor de índice de refração com alta sensibilidade de detecção. E o efeito de luz lenta com um grande atraso de grupo também é percebido no sistema PIT. A nanoestrutura proposta abre um novo caminho para a realização de dispositivos nanofotônicos integrados em chips baseados em grafeno.

Abreviações

CMT:: Teoria do modo acoplado
EIT:: Transparência induzida eletromagneticamente
FEM:: Método do elemento finito
PIT:: Transparência induzida por plasma
RIU:: Unidade de índice de refração
SPPs:: Polaritons de plasmon de superfície

Síntese de pontos quânticos de carbono co-dopados com N, S ricos em piridínicos como imitações de enzimas eficazes Transistores de efeito de campo Nanoflake SnSe multicamadas com contatos óhmicos de baixa resistência

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias