Conversor de polarização com birrefringência controlável baseado em metassuperfície híbrida totalmente dielétrica-grafeno

Resumo

Estudos anteriores em metassuperfícies híbridas de dielétrico-grafeno foram usados ​​para implementar dispositivos de transparência induzida, enquanto exibiam altos fatores Q com base em ressonâncias magnéticas aprisionadas. Normalmente, as janelas de transparência são de comprimento de onda único e menos apropriadas para estruturas de conversão de polarização. Neste trabalho, uma placa de um quarto de onda baseada em uma metassuperfície híbrida de silício-grafeno com birrefringência controlável é numericamente projetada. Os fenômenos de ressonância de modo magnético aprisionado e altos fatores Q são modulados pela inserção de grafeno entre o silício e a sílica. Isso resulta em um comprimento de onda de transmissão mais amplo em comparação com a estrutura totalmente dielétrica sem grafeno. A sintonia da birrefringência é baseada nas dimensões do silício e na energia de Fermi do grafeno. Consequentemente, uma conversão de polarização linear para circular é alcançada em um alto grau de 96%, no infravermelho próximo. Além disso, o estado de polarização da luz espalhada é alternável entre polarizações circulares direita e esquerda, com base em uma tensão de polarização de porta externa. Ao contrário das metassuperfícies plasmônicas, essas conquistas demonstram uma estrutura eficiente, livre de perdas radiativas e ôhmicas. Além disso, a espessura ultrafina e a compactação da estrutura são demonstradas como componentes-chave na realização de sensores fotônicos integráveis ​​e compatíveis com CMOS.

Histórico

A pesquisa em nanofotônica está mudando para elementos totalmente dielétricos, particularmente no projeto de metassuperfícies de manipulação de luz sintonizáveis ​​e experimentalmente viáveis ​​[1, 2]. O objetivo principal é integrar essas metassuperfícies em dispositivos de detecção nanofotônicos. A mudança de foco para as metassuperfícies dielétricas é devido às baixas perdas radiativas e ôhmicas exibidas no silício e outros materiais dielétricos em comparação com as metassuperfícies plasmônicas. Consequentemente, estruturas plasmônicas especiais usando ressonâncias de modo de alta Q aprisionada foram propostas anteriormente para aumentar a eficiência de transmissão [2–5]. A redução das perdas é obtida tanto pela interferência entre os modos elétrico e magnético discretos quanto pela quebra de simetria nos elementos metálicos. Um acoplamento fraco no espaço livre é desenvolvido, o que aumenta a redução de perdas [1, 6]. Materiais que mostram ressonância magnética, como titânia (TiO ₂ ), nitreto de silício e germânio apresentam boas propriedades ópticas em várias regiões do espectro eletromagnético devido a baixas perdas [7-9]. Em particular, eles têm baixa dispersão visível e fortes propriedades eletro-ópticas que permitem que sejam usados ​​no projeto de elementos ópticos de metassuperfície de baixo contraste.

Recentemente, metassuperfícies de ressonância Fano baseadas em grafeno foram propostas com sucesso para dispositivos de manipulação de luz, como moduladores [10-13], absorvedores [14, 15], dispositivos de luz lenta [16, 17] e capas [16, 18], assim como outros. Nestes dispositivos, as perdas radiativas foram mitigadas como resultado da forte interação entre a monocamada de grafeno e o campo elétrico confinado nas lacunas ressonantes. O grafeno oferece propriedades notáveis, incluindo condutividade óptica ajustável e alta mobilidade de portadora. Isso permite que ele suporte estruturas ressonantes de alto Q com perdas radiativas suprimidas [19, 20]. Por outro lado, metassuperfícies de metal utilizam elementos de comprimento de onda para aumentar o confinamento do campo elétrico e criar mudanças abruptas na fase, amplitude e polarização da luz incidente.

Ressonador de anel dividido (SRR) é um elemento de metassuperfície plasmônica comum devido à sua natureza de ressonância de capacitância-indutância que permite sua flexibilidade no ajuste de propriedades ópticas. Da mesma forma, outras metassuperfícies dielétricas também empregam o SRR como a unidade básica de metassuperfície devido à sua capacidade de sintonia e fabricação [21, 22]. Outros formatos de elemento, como “slots Z” em filmes de silício, também foram projetados como divisores de polarização [23]. No entanto, as metassuperfícies metálicas têm altas perdas ôhmicas e baixa transmitância que diminuem sua eficiência de manipulação da luz [24, 25].

Metodispositivos totalmente dielétricos e conversores de polarização de grade de gradiente, propostos por Chen et al. e Kruk et al., mostraram eficiências notáveis ​​∼ 99 % [26, 27]. As estruturas exibem altas razões de birrefringência, 0,35 e 0,9, nas regiões terahertz e infravermelho próximo, respectivamente. No entanto, mecanismos de sintonia de birrefringência não foram propostos. Neste trabalho, a sintonia e a comutação da birrefringência são demonstradas através da polarização da tensão da porta, enquanto a flexibilidade da estrutura é demonstrada através da variação dimensional. Normalmente, metassuperfícies construídas a partir de antenas de alto índice de refração são limitadas pela presença de reflexões traseiras parciais devido à incompatibilidade de impedância. Um método para superar esse desafio é projetar metassuperfícies de silício com fortes ressonâncias elétricas e magnéticas localizadas do tipo Mie, de modo que transmissões próximas à unidade possam ser realizadas [28-30]. Metassuperfícies de alto contraste, por outro lado, têm maior eficiência, mas menor resolução espacial para a realização de fases precisas ou perfis de polarização ao longo das linhas de grade [31, 32].

Neste trabalho, uma metassuperfície totalmente dielétrica com um alto fator Q com base no modo magnético aprisionado é mostrada. A célula unitária proposta é composta por dipolos retangulares assimétricos em forma de cruz, feitos de substrato de silício, grafeno e sílica. A camada de grafeno é imprensada entre o silício e a sílica. O controle da polarização da luz é obtido por meio das propriedades intrínsecas do grafeno e das dimensões do silício, enquanto exibe as características da placa de um quarto de onda. Portanto, uma luz polarizada linearmente incidente é convertida em uma luz polarizada circularmente em uma alta taxa de conversão de polarização (PCR) no infravermelho próximo (> 95 % ) Além disso, o estado de polarização circular da luz espalhada é comutável entre uma polarização circular destra (RCP) e uma polarização circular canhota (LCP), através de uma polarização de tensão de porta externa. Este controle dinâmico de polarização aumenta os graus de liberdade da estrutura e pode causar um grande impacto nos dispositivos fotônicos CMOS. O método dos elementos finitos, usando o COMSOL Multiphysics, tem sido usado para modelar a célula unitária e analisar o desempenho da metassuperfície.

Métodos

A apresentação esquemática da célula unitária da estrutura é mostrada na Fig. 1a. Consiste em uma antena de silicone em forma de cruz no topo de uma camada de grafeno e um substrato de sílica. A permissividade relativa do silício e da sílica são 12,25 e 2,25, respectivamente [33]. Todas as dimensões são mostradas na legenda da Fig. 1a. Primeiro, para obter uma ressonância aceitável, a periodicidade P _x =600 nm foi corrigido e P _y varreu vários valores. As dimensões internas L ₁ =440 nm e L ₂ =370 nm também foram mantidos fixos, mas posteriormente otimizados para ajuste de fase. A altura h =110 nm e largura W =60 nm foram mantidos fixos ao longo das simulações. Uma luz normalmente incidente de fontes de porta, limites periódicos e uma camada perfeitamente combinada na extremidade de saída foram usados.

Ilustrações esquemáticas. a. Dimensões da célula unitária: L ₁ =450 nm, L ₂ =370 nm, h =110 nm, W =60 nm, P _x =600 nm, e P _y =560 nm. b. Incidente de luz polarizada linearmente em um ângulo de polarização, α , convertido em luz polarizada circularmente através da estrutura

As propriedades de transmissão da luz foram definidas com base nos campos elétricos espalhados E _i ( eu = x , y ), ou seja, \ (T_ {xx} =\ left | \ frac {E_ {x}} {E_ {0}} \ right | \), \ (T_ {yy} =\ left | \ frac {E_ {y }} {E_ {0}} \ right | \), Φ _xx =arg ( E _x ) e Φ _yy =arg ( E _y ), onde T _ii ( eu = x , y ) são coeficientes de transmissão e Φ _ii ( eu = x , y ) são componentes de fase. Em seguida, definimos o atraso de fase como \ (\ Delta \ Phi =\ text {arg} \ left (\ frac {E_ {x}} {E_ {y}} \ right) =\ Phi _ {xx} - \ Phi _ {yy} \) e calculou a uma distância z =1,2 μ m da superfície. Uma metassuperfície birrefringente manipula o estado de polarização da luz incidente, introduzindo um atraso de fase em um dos componentes no campo de transmissão. Pelo princípio de Huygens, a estrutura cria uma descontinuidade de fase e um atraso de fase entre Φ _xx e Φ _yy da luz transmitida \ (E =E_ {x} e ^ {i \ Phi _ {xx}} \ hat {x} + E_ {y} e ^ {i \ Phi _ {yy}} \ hat {y} \ ) Se o atraso de fase introduzido for 90 ° ou -90 °, um LCP ou um RCP acende-se, respectivamente, confirmando a operação QWP conforme ilustrado na Fig. 1b. Em geral, a onda transmitida através da metassuperfície é elipticamente polarizada:
$$ \ frac {x ^ {2}} {E_ {x} ^ {2}} + \ frac {y ^ {2}} {E_ {y} ^ {2}} - 2 \ frac {xy} {E_ {x} E_ {y}} \ cos \ Delta \ Phi =\ sin ^ {2} \ Delta \ Phi. $$ (1)
Normalmente, as propriedades ópticas do grafeno são apresentadas por meio de sua condutividade, σ , caracterizado pelas transições interbanda e intrabanda: σ = σ _eu + σ _D , onde σ _eu e σ _D são as condutividades interbanda e intrabanda, respectivamente. Uma mudança na densidade de carga superficial, n _s , no grafeno varia a população de elétrons no grafeno e na energia de Fermi, ou seja, \ (E_ {F} =\ hbar \ nu _ {F} (\ pi n_ {s}) ^ {1/2} \), onde ν _F =10 ⁶ m / s é a velocidade de Fermi dos elétrons. Modelamos o grafeno como uma monocamada em massa de células de malha de espessura, δ =1 nm e dimensões no plano, 1 nm × 1 nm. A permissividade no plano foi calculada dentro das aproximações de fase aleatórias à temperatura ambiente:\ (\ epsilon _ {g} (\ omega) =1+ \ frac {i \ sigma} {\ omega \ epsilon _ {0} \ delta} =\ epsilon '+ i \ epsilon' '\), onde ε ^′ e ε ^″ são as partes reais e imaginárias da permissividade, respectivamente, definidas como funções da energia do fóton incidente \ (E =\ hbar \ omega \) e E _F :
$$ {} \ begin {align} {\ epsilon} ^ {\ prime} _ {\ mathrm {g}} &=1+ \ frac {e ^ {2}} {8 \ pi E {\ epsilon} _ { 0} \ delta} \ ln \ frac {(E + 2 | {E} _ {F} |) ^ {2} + {\ Gamma} ^ {2}} {(E-2 | {E} _ {F } |) ^ {2} + {\ Gamma} ^ {2}} - \ frac {e ^ {2}} {\ pi {\ epsilon} _ {0} \ delta} \ frac {| {E} _ { F} |} {{E} ^ {2} + \ left (\ frac {1} {\ tau} \ right) {~} ^ {2}}, \ \ \ text {e} \ end {alinhados} $ $ (2) $$ {} \ begin {align} {\ epsilon} ^ {\ prime \ prime} _ {\ mathrm {g}} ~ =&~ \ frac {{e} ^ {2}} {4 E {\ epsilon} _ {0} \ delta} \ left [1+ \ frac {1} {\ pi} \ left \ {{\ tan} ^ {- 1} \ frac {E-2 | {E} _ { F} |} {\ Gamma} - {\ tan} ^ {- 1} \ frac {E + 2 | {E} _ {F} |} {\ Gamma} \ right \} \ right] \\ &+ \ frac {{e} ^ {2}} {\ pi E {\ epsilon} _ {0} \ delta \ tau} \ frac {| {E} _ {F} |} {{E} ^ {2} + \ esquerda (\ frac {1} {\ tau} \ direita) {~} ^ {2}}, \ end {alinhado} $$ (3)
onde Γ =110 meV é a energia que leva ao alargamento da transição entre bandas no infravermelho próximo e τ é a taxa de espalhamento de portadora livre. O parâmetro \ (\ frac {1} {\ tau} \) é assumido como zero por causa da dominância das transições entre bandas sobre as transições entre bandas no infravermelho próximo [1].

Resultados e discussão

Controle de birrefringência por meio das dimensões de energia e estrutura de Fermi

Primeiro, a metassuperfície totalmente dielétrica sem camada de grafeno foi simulada e obteve os espectros de transmissão mostrados na Fig. 2a. A estrutura foi iluminada por uma luz incidente linearmente polarizada (LP), em um ângulo de polarização, α , conforme ilustrado na Fig. 1b. Os resultados de transmitância na Fig. 2a mostram uma ressonância estreita com alto fator Q. Isso é atribuído à excitação dos modos magnéticos presos. Há um forte campo elétrico no plano no comprimento de onda de ressonância λ =1,49 μ m ao longo das bordas da antena (Fig. 2b). Os campos elétricos no plano são antiparalelos e causam um efeito de interferência destrutiva entre as respostas do dipolo elétrico e magnético. Os componentes da luz LP incidente em um ângulo de polarização, α =48 °, causa um acoplamento fraco entre os modos eletromagnéticos aprisionados e a luz do espaço livre. Além disso, a forte penetração de campo no dipolo de silício resulta em uma mudança de fase acentuada e acoplamento aprimorado entre a onda plana incidente e a corrente de deslocamento circulante. Uma forte ressonância magnética e uma mudança abrupta de fase ocorrem no comprimento de onda de ressonância, como mostrado na Fig. 3a, b. O modo dipolo magnético é influenciado pela corrente de deslocamento circular mais do que o modo elétrico, que é principalmente devido ao acoplamento entre os dipolos de antena vizinhos. Além disso, Kirshav et al. demonstraram que a ressonância magnética é influenciada pela dimensão e forma da estrutura [34]. Por exemplo, em nossa estrutura, as dimensões laterais e o comprimento de onda da luz incidente podem ser relacionados através de \ (L_ {i} (i ~ =~ 1,2) \ approx \ frac {\ lambda} {n _ {\ text { si}}} \), onde L _i ≈440 nm e n _si =3,5.

a Transmissão e reflexão para a estrutura dielétrica sem grafeno. b , c . Campos elétricos no plano E _x (b) e E _v (c), calculado no comprimento de onda de ressonância λ =1,49 μ m

a Componentes de fase e retardo de uma metassuperfície totalmente dielétrica sem grafeno. Transmitância plotada em função do comprimento de onda para L ₁ =440 nm, L ₂ =370 nm e W =60 nm, para b estrutura sem grafeno e com grafeno ( E _F =0,8 eV), c energia de Fermi variável e d variando L ₂ de 350 a 450 nm. Quebra de simetria em L ₂ =410 nm divide dois modos dominantes:magnético e elétrico

Quando a camada de grafeno é inserida entre o substrato e a nanoantena, a corrente de deslocamento circulante dentro da antena de silício é reduzida e o campo elétrico de superfície é aumentado. Isso corresponde à condição em que a polarização do campo elétrico incidente é antiparalela nos limites opostos da nanoantena, o que dá origem a um acoplamento fraco com as correntes de deslocamento circulantes dentro do elemento. O grafeno introduz uma condução aprimorada na superfície entre o silício e o substrato de sílica. Um acoplamento mais forte com o campo elétrico no plano ocorre em comparação ao acoplamento com a corrente de deslocamento dentro do elemento. Por causa desse efeito, os campos elétricos antiparalelos, que de outra forma causariam interferência destrutiva na superfície, são reduzidos e o fator Q cai significativamente, como mostrado na Fig. 3b. O comprimento de onda de ressonância também muda ligeiramente de λ =1,49 μ m para λ =1,5 μ m devido à penetração reduzida no silício. Na Fig. 3c, o efeito da variação da energia de Fermi do grafeno é mostrado. Para um grafeno não dopado ( E _F =0 eV), há uma forte ressonância em λ =1,5 μ m que diminui à medida que o nível de dopagem aumenta. A transição interband domina quando o nível de Fermi é baixo e o grafeno exibe características dielétricas com um ε maior ^′ . No entanto, quando E _F é aumentado, vários canais de transição entre bandas são bloqueados; as transições intrabanda, então, causam a resposta indutiva do grafeno e diminuem sua absorção [1, 20]. É importante notar que com subcamada de grafeno e dimensões adequadas da estrutura de silício, os modos dipolo magnético e elétrico podem ser aumentados em resistência, levando a uma alta eficiência de espalhamento [34]. As antenas de silício exibem ressonâncias acopladas de dois comprimentos de onda próximos à ressonância, como mostrado na Fig. 3d. Em λ =1,48 μ m, a antena mostra acoplamento de dipolos magnéticos induzidos, enquanto em λ =1,52 μ m, o acoplamento é entre os modos elétricos. Os dois modos ocorrem quando a simetria da antena muda de x para y orientações em L ₂ ≈410 nm. A dimensão L ₂ foi varrido por uma faixa de valores entre 350 e 480 nm, mantendo L ₁ fixado em 440 nm.

O efeito do grafeno é benéfico para ajustar os componentes de fase e o retardo de fase dos campos elétricos transmitidos. Em primeiro lugar, os componentes da luz LP incidente são decompostos nos braços ortogonais da antena de silício. Cada ressonância dipolo imprime um padrão de fase diferente na luz espalhada. Especificamente, perto da ressonância, cada ressonância dipolo muda a fase do campo elétrico incidente na faixa [- π , π ] Com as dimensões adequadas da antena, uma diferença de fase de 90 ° é obtida como mostrado na Fig. 4a. O coeficiente de transmissão correspondente é mostrado na Fig. 4b. É perceptível que o ponto de interseção T _xx = T _yy ocorre próximo à ressonância, definindo uma condição QWP ideal. Além disso, varrendo diferentes valores do comprimento L ₂ enquanto mantém L ₁ fixo ( L ₁ =440 nm), as amplitudes de ressonância associadas a diferentes modos elétricos e magnéticos podem ser variadas. Uma faixa de largura de banda de fase aceitável dentro de ± 10 ° foi obtida quando L ₂ =365 nm para RCP e L ₂ =450 nm para LCP, como mostrado na Fig. 4c. Em segundo lugar, na Fig. 4d, ao variar a energia de Fermi do grafeno, a largura de banda da fase muda de acordo. Em λ =1,48 μ m, o grafeno não dopado ( E _F =0 e V ) causa alta penetração de campos elétricos nos dipolos de silício e uma grande diferença de fase entre o x e y componentes da luz espalhada (≈150 °) ocorre. No entanto, como E _F aproxima-se de 0,8 e V , as propriedades no plano ( ε _x = ε _y ) aumentam a condutividade superficial do grafeno, resultando em uma penetração reduzida no silício e um Δ Φ ≈90 ° em λ =1,49 μ m.

a Componentes de fase e retardo de uma metassuperfície totalmente dielétrica / grafeno e b os coeficientes de transmissão correspondentes T _xx e T _yy . Retardo de fase plotado em função do comprimento de onda para L ₁ =440 nm, L ₂ =370 nm e W =60 nm, para c variando a energia de Fermi e d variando L ₂ de 350 a 450 nm

Os parâmetros de Stokes calculados e as dimensões da elipse de polarização para a estrutura híbrida com L ₁ =450 nm, L ₂ =370 nm e W =60 nm são mostrados na Fig. 5a, b. Observa-se que longe do comprimento de onda de ressonância, a polarização da luz transmitida permanece a mesma da luz incidente. No entanto, perto da ressonância, o estado de polarização muda para circular para uma luz LP incidente. Em λ =1,5 μ m, a relação do parâmetro de Stokes | S ₃ / S ₀ | ≈ ± 1, onde um valor + 1 indica um RCP perfeito e um - 1 indica uma saída LCP perfeita. Aqui, S ₀ =| E _x | ² + | E _y | ² e S ₃ =2 E _x E _y sin Δ Φ são os parâmetros de Stokes. O grau de intensidade de transmissão é determinado por S ₀ , ou seja, um valor> 50 % é aceitável. A Figura 5c mostra a eficiência de PCR calculada a partir dos coeficientes de transmissão:
$$ \ text {PCR} ~ =~ \ frac {T_ {yx} ^ {2}} {T_ {yx} ^ {2} + T_ {xx} ^ {2}}, $$ (4)
a Variação dos parâmetros de Stokes contra o comprimento de onda para um ângulo de polarização incidente α =48 °. b . Relação do parâmetro de Stokes ( S ₃ / S ₀ ) variação em função de L ₂ em α declarado em a , c taxa de conversão de polarização calculada para uma luz polarizada linearmente incidente. d . Razão de amplitudes e diferença de fase no comprimento de onda λ =1,5 μ m em função do ângulo de polarização

onde T _yx e T _xx são termos cruzados e de co-polarização, respectivamente. Dentro da faixa de comprimento de onda λ =1,48 μ m e λ =1,51 μ m, a eficiência é ≈96 % para RCP e ≈90 % para saídas LCP. No entanto, em λ =1,52 μ m, a eficiência cai ligeiramente para ≈80 % para LCP. Conforme mostrado na Fig. 5d, a estrutura é insensível ao ângulo de polarização da luz LP incidente. Razão de amplitude aceitável E _x / E _y ≈1 e mudança de fase Δ Φ ≈90 ° são obtidos em uma ampla faixa. Quando α =48 °, uma condição QWP precisa é obtida

Além disso, o perfil da fase de transmissão definindo a forma birrefringência foi calculado em função das periodicidades P _i ( eu = x , y ) no comprimento de onda λ =1,49 μ m. Na Fig. 6a, o retardo de fase ajustável da estrutura pode ser obtido ao longo da diagonal, onde as duas periodicidades mostram uma relação inversa. Também é importante notar que o retardo de fase ( Δ Φ ≈90 °) ocorre na região onde a transmitância está acima de 80%, conforme mostrado na Fig. 6b. O silício e a sílica têm baixa dispersão e índices de refração relativamente altos, portanto, suportando baixa absorção em comprimentos de onda mais curtos [8]. Da mesma forma, a saída de fase pode ser controlada por meio de uma tensão de porta externa.

a - b Variação de periodicidades P _x e P _y em λ =1,5 μ m. a Fase de transmissão e b transmitância

Alternância de birrefringência por polarização de tensão de porta

Aplicação da polarização da tensão da porta em y Os aviões da estrutura de silício / grafeno foram projetados como mostrado na Fig. 7a. Ao alternar a tensão da porta entre um valor de polarização direta e um valor de polarização reversa, a luz LP incidente é dinamicamente convertida nos estados RCP e LCP das luzes dispersas, respectivamente. A tensão de polarização controla a velocidade de Fermi dos elétrons, ν _F , e muda a direção do fluxo de elétrons. Além disso, a tensão de polarização altera a densidade da portadora do grafeno que, por sua vez, leva a uma mudança em sua condutividade elétrica e permissividade. Nesta configuração, a estrutura forma um modelo de capacitor de placa quase paralelo com uma capacitância eletrostática por unidade de área, C , definido como C = ε _si ε ₀ / P _x , onde ε _si é a permissividade dielétrica do silício. A energia de Fermi, \ (E_ {F} ~ =~ \ hbar \ nu _ {F} \ sqrt {\ pi n_ {s}} \), também é modulada. A densidade de carga ( n _s ) e a capacitância eletrostática por unidade de área ( C ) escalar a energia de Fermi através da tensão da porta, ou seja, n _s = C V _G / e . Consequentemente, um incremento em P _x diminui a concentração de portadores no grafeno e a capacitância por unidade de área. Como resultado, como mostrado na Fig. 7b, a posição do retardo de fase é deslocada para o vermelho, consistente com a teoria de perturbação no infravermelho médio [35].

a Ilustração esquemática da comutação silício / grafeno do estado de polarização por meio de polarização de tensão de porta. b. Diferença de fase simulada em função da polarização da tensão da porta. c. Diferença de fase mostrada em função da periodicidade P _x e tensão da porta. d. Parâmetro Stokes S ₃ espectros mostrando os dois estados de polarização circular definidos pelas diferentes tensões de porta

Em λ =1,5 μ m, os dois estados de polarização circular podem ser codificados como dois estados binários, 0 e 1. O estado lógico 0 corresponde à tensão reversa - 47,5 V enquanto o estado lógico 1 corresponde à tensão direta 47,5 V , conforme mostrado na Fig. 7c. Uma mudança muito pequena no retardo de fase, Δ Φ ≈0 °, pode ser observado quando a tensão da porta está em - 25 V (ao longo da linha pontilhada preta da figura). Esta observação mostra uma resposta não linear na mudança de fase em - 47,5, - 25 e 47,5 V , atribuído a uma variação no acoplamento capacitivo conforme o grafeno se torna mais condutivo devido a uma mudança na densidade da portadora e na tensão da porta. Em comparação com outros comprimentos de onda no infravermelho próximo, 1,5 μ m mostra o ponto ideal para mudar os estados de polarização circular da luz espalhada.

Na Fig. 7d, os parâmetros de stokes S ₃ ilustra o grau de polarização circular como resultado da polarização da tensão da porta. Os limites -1 e 1 denotam as conversões de polarização ideais de um estado linear para os estados LCP e RCP, respectivamente. Entre os comprimentos de onda λ =1,49 μ m e λ =1,52 μ m, o grau de polarização circular se aproxima da unidade (> 90 % ) para ambos os estados, confirmando a região de operação mais adequada da estrutura como um QWP.

A Figura 8a, b mostra a distribuição de fase do z componente do campo elétrico, calculado no comprimento de onda de projeto λ =1,5 μ m em z =0. A distribuição muda conforme a tensão é revertida de 47,5 para - 47,5 V . A mudança na condutividade elétrica e na densidade do portador do grafeno resulta em uma rotação do modo magnético aprisionado em torno da estrutura de silício.

Mapa de fase do componente de campo elétrico E _z através da estrutura em forma de cruz de silício / grafeno em z =0 calculado no comprimento de onda do projeto λ =1,5 μ m, a quando a tensão da porta é V _G =- 47,5 V , e b quando a tensão da porta é V _G =47,5 V

Conclusões

Em resumo, a controlabilidade da birrefringência de um conversor híbrido de polarização de metassuperfície de silício / grafeno foi numericamente projetada. Modos magnéticos aprisionados e fatores Q altos são modulados pela integração de grafeno e silício. Duas configurações da estrutura híbrida foram mostradas, uma com polarização de tensão de porta e outra sem. Na estrutura polarizada por voltagem, o desempenho da birrefringência é mostrado através da reversão da voltagem da porta. De uma luz LP incidente, uma tensão de polarização reversa (- 47,5 V) produz uma saída RCP e uma tensão de polarização direta (47,5 V) produz uma saída de LCP. Conseqüentemente, um desempenho de chaveamento dinâmico é alcançado. Para a configuração de espaço livre, o desempenho do QWP é mostrado através da manipulação das dimensões do silício e do nível de Fermi do grafeno. Em ambos os projetos, uma largura de banda mais estável e ampla é obtida do que em estruturas sem grafeno. Os projetos mostram graus mais elevados de conversões de polarização (> 96 % ) no infravermelho próximo ( λ =1,45 a 1,54 μ m). Ao contrário das metassuperfícies plasmônicas, essas conquistas demonstram alta eficiência sem perdas radiativas e ôhmicas. Além disso, as estruturas são compactas e de espessura ultrafina, adequadas para compatibilidade e integração com dispositivos CMOS e fotônicos. Enquanto isso, o grafeno é viável e pode ser cultivado usando deposição de vapor químico no substrato, enquanto a estrutura de silício pode ser fabricada usando métodos litográficos padrão.

Superfície insensível à polarização Modulador de eletro-absorção de polarização de plasma baseado em óxido de estanho de índio quase zero de épsilon Operação de modo único estável de laser Quantum Cascade de realimentação distribuída por revestimentos facetados de refletividade otimizada