Projeto de um absorvedor Terahertz de banda ultralarga ajustável com base em múltiplas camadas de fitas de grafeno

Resumo

Nós propomos e demonstramos numericamente um absorvedor de metamaterial baseado em grafeno de banda ultralarga, que consiste em grafeno / dielétrico multicamadas no SiO ₂ camada suportada por um substrato de metal. O resultado simulado mostra que o absorvedor proposto pode atingir uma absorção quase perfeita acima de 90% com uma largura de banda de 4,8 Thz. Devido à sintonia flexível da folha de grafeno, o estado do absorvedor pode ser ligado (absorção> 90%) para desligado (reflexão> 90%) na faixa de frequências de 3-7,8 Thz, controlando a energia de Fermi do grafeno. Além disso, o absorvedor é insensível aos ângulos de incidência. A absorção de banda larga pode ser mantida acima de 90% até 50 °. É importante ressaltar que o design é escalonável para desenvolver absorvedores de terahertz sintonizáveis mais amplos, adicionando mais camadas de grafeno que podem ter amplas aplicações em imagens, sensores, fotodetectores e moduladores.

Histórico

Nos últimos anos, a banda terahertz tornou-se uma das plataformas mais interessantes devido à grande aplicação em espectroscopia, imagens médicas, moduladores, segurança e comunicação [1,2,3]. O absorvedor de terahertz é um ramo importante, que pode encontrar aplicações práticas nos campos acima [4,5,6]. No entanto, a largura de banda estreita, a baixa eficiência de absorção e o desempenho de absorção não ajustável dos absorvedores limitam muito suas aplicações na prática. A fim de expandir melhor a aplicação do absorvedor de terahertz, mais dispositivos e materiais novos são necessários com urgência. O grafeno, como um material bidimensional com estrutura de rede em favo de mel, tornou-se um dos materiais mais promissores devido à sua sintonia de condutividade controlada por campo elétrico, campo magnético, tensão de porta e dopagem química [7,8,9,10 , 11,12,13,14]. Especialmente, o grafeno pode suportar plasmons de superfície na faixa de terahertz. Comparado com o material de plasma de superfície tradicional, os plasmons de superfície de grafeno têm a vantagem de baixas perdas, sintonia flexível e assim por diante [15,16,17,18,19].

Devido à superioridade dos materiais de grafeno em absorvedores de terahertz, existem alguns absorvedores de grafeno que foram propostos e demonstrados [20,21,22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32,33 , 34]. A análise teórica confirma que uma única camada de grafeno é opticamente transparente e tem uma absorção de 2,3% [35,36,37]. Para aumentar o confinamento da energia eletromagnética, estruturas de grafeno padronizadas periódicas foram projetadas, como em forma de rede [20,21,22], anti-pontos [23] e em forma de cruz [32]. No entanto, esses absorventes são profundamente dependentes de grafeno estruturado complexo, o que resulta em dificuldade de fabricação. Além disso, a banda disponível para operação é muito estreita, e a maioria dos trabalhos relatados não possui largura de banda superior a 1,5 Thz [20,21,22,23,24,25,26,27,28]. A fim de ampliar a largura de banda, várias estruturas multicamadas de grafeno foram propostas. No entanto, as estruturas multicamadas relatadas também são dependentes da estrutura muito complexa do grafeno, e as larguras de banda de operação não são longas o suficiente [32,33,34]. Além disso, Zhao et al. projetou um absorvedor de terahertz comutável para a aplicação de modulador de amplitude [25]. Ao controlar o potencial químico do grafeno de 0 a 0,3 eV, o estado da estrutura projetada pode ser alterado de absorção (> 90%) para reflexão (> 82%) na faixa de frequências de 0,53-1,05 Thz. Mas a intensidade de chaveamento não é alta o suficiente e a largura de banda de modulação é muito estreita, o que limita sua posterior aplicação na prática.

Neste artigo, apresentamos um absorvedor de terahertz sintonizável à base de grafeno composto de grafeno multicamadas que pode atingir uma absorção de banda ultralarga de mais de 90% na faixa de frequências de 3-7,8 Thz. A absortividade média do absorvedor é superior a 96,7%. Além disso, o absorvedor proposto tem maior intensidade de comutação, a amplitude de absorção pode ser ajustada de absorção quase perfeita (> 90%) para alta reflexão (> 90%), alterando a energia de Fermi da camada de grafeno em toda a largura de banda de 4,8 Thz. Quando a energia de Fermi do grafeno é 0 eV, a estrutura proposta será um refletor quase perfeito com uma reflexão de mais de 97% na banda de alta frequência (cerca de 5,5 Thz depois). Além disso, o absorvedor é independente dos ângulos de incidência com a absorção de mais de 90% até 50 °. Até onde sabemos, primeiro propomos a estrutura bidimensional de grafeno / dielétrico multicamadas para realizar uma absorção de ultra-banda larga. O absorvedor proposto é simples, não depende de grafeno padronizado complexo, e o projeto oferece grande comodidade para a fabricação de estruturas de grafeno multicamadas [38, 39]. É importante ressaltar que o design é escalável para desenvolver absorvedores de terahertz sintonizáveis mais amplos, adicionando mais camadas de grafeno, que podem ter ampla aplicação em dispositivos optoeletrônicos de terahertz.

Métodos

O diagrama da estrutura proposta é mostrado na Fig. 1, que consiste em grafeno multicamadas embutido no dielétrico no SiO ₂ camada e uma espessa placa refletora metálica na parte inferior. Conforme mostrado na Fig. 1, na parte superior, grafeno com largura diferente ( W ) está embutido no dielétrico em uma certa lacuna t ₂ ( t ₂ =2 μm). A largura W de cada grafeno é 5, 5, 27, 4, 4, 2, 21, 21 e 26 μm, respectivamente (de cima para baixo). Cada camada é simétrica em relação ao z -eixo. A distância t ₁ entre a parte inferior da camada de grafeno e o SiO ₂ camada é 2 μm. A espessura do dielétrico é H ₁ . A camada do meio é SiO ₂ com uma espessura de H ₂ . O fundo é um filme metálico com espessura de D . O período da unidade é P. Esses valores iniciais dos parâmetros da estrutura são definidos como H ₁ =21 μm, H ₂ =7 μm, D =0,5 μm, P =32 μm. O material metálico inferior é ouro, e sua permissividade pode ser representada adequadamente pelo modelo Drude na faixa de terahertz da seguinte forma:
$$ \ varejpsilon ={\ varepsilon} _ {\ infty} - \ frac {\ omega_p ^ 2} {\ omega ^ 2 + i \ omega \ gamma} $$ (1)
onde o valor de permissividade constante ε _∞ , frequência de plasma ω _p , e frequência de colisão γ são definidos como 1, 1,38 × 10 ¹⁶ rad / s e 1,23 × 10 ¹³ s ^{- 1} , respectivamente. A permissividade do material dielétrico e SiO ₂ material são definidos como 3 e 4, respectivamente.

a Diagrama esquemático do absorvedor de banda larga à base de grafeno. b Seção transversal do absorvedor com os parâmetros usados para o cálculo. c O esquema do circuito de polarização externo. Os ramos da tensão ( V ₁ ~ V ₉ ) estão conectados a diferentes camadas de grafeno, respectivamente

Na simulação, o grafeno é tratado como um filme ultrafino embutido no dielétrico. A complexa condutividade da superfície do grafeno dominada pelas contribuições interbanda e intrabanda pode ser calculada usando a fórmula de Kubo [40]:
$$ {\ displaystyle \ begin {array} {l} \ sigma \ left (w, {E} _f, \ tau, T \ right) ={\ sigma} _ {\ mathrm {inter}} + {\ sigma} _ {\ mathrm {intra}} =\ frac {je ^ 2 \ left (wj {\ tau} ^ {- 1} \ right)} {\ pi {\ mathrm {\ hslash}} ^ 2} \ times \\ {} \ left [\ frac {1} {{\ left (wj {\ tau} ^ {- 1} \ right)} ^ 2} \ underset {0} {\ overset {\ infty} {\ int}} \ frac {\ partial {f} _d varej \ left (\ varejpsilon \ right)} {\ partial \ varepsilon} - \ frac {\ partial {f} _d \ left (- \ varepsilon \ right)} {\ partial \ varepsilon} d \ varejpsilon - \ underset {0} {\ overset {\ infty} {\ int}} \ frac {f_d \ left (- \ varepsilon \ right) - {f} _d \ left (\ varejpsilon \ right)} {{\ left (wj {\ tau} ^ {- 1} \ right)} ^ 2-4 {\ left (\ varepsilon / \ mathrm {\ hslash} \ right)} ^ 2} d \ varepsilon \ right] \\ {} \ kern0em \ end {array}} $$ (2)
onde \ ({f} _d \ left (\ varepsilon \ right) ={\ left ({e} ^ {\ left (\ varepsilon - {E} _f \ right) / {k} _BT} +1 \ right)} ^ {- 1} \) é a distribuição Fermi-Dirac, w é a frequência radiana, ε é a energia, k _B é a constante de Boltzmann, τ é o tempo de relaxamento da portadora, T é a temperatura ( T =300 K em nosso artigo), ℏ é a constante de Plank reduzida, e E _f é a energia de Fermi. A fórmula de Kubo (2) indica que a condutividade da superfície do grafeno complexo pode ser ajustada pela energia de Fermi E _f . A energia de Fermi do grafeno de cada camada pode ser controlada individualmente pela tensão polarizada, a relação entre E _f e a tensão polarizada pode ser escrita como [41, 42]:
$$ \ left | {E} _f \ left ({V} _n \ right) \ right | =\ mathrm {\ hslash} {v} _F \ sqrt {\ pi \ left | {a} _0 \ left ({V } _n- {V} _0 \ right) \ right |} \ kern1.5em \ left (n =1,2,3 .., 9 \ right) $$ (3)
onde v _F =0,9 × 10 ⁶ m / s é a velocidade de Femi, V ₀ é o deslocamento de tensão [41], \ ({a} _0 =\ frac {\ varepsilon_0 {\ varepsilon} _d} {ed} \), a ₀ é o modelo capacitivo da estrutura, onde ε ₀ é a permissividade no vácuo. ε _d é a permissividade do dielétrico, d é a altura do dielétrico, e e é a carga de um elétron. V _n ( V ₁ ~ V ₉ ), ou seja, a tensão aplicada ao grafeno pode ser obtida a partir do circuito adicional da Fig. 1c. De acordo com a Fórmula (2) e (3), a condutividade da superfície do grafeno pode ser controlada pela voltagem aplicada. Então, com base na lei de Ampère em regime estacionário e na lei de Ohm, a permissividade do grafeno pode ser obtida como [43]:
$$ {\ varejpsilon} _g =1 + i \ frac {\ sigma_g} {t_g {\ varejpsilon} _0 \ omega} $$ (4)
Em que t _g é a espessura do grafeno, ε ₀ é a permissividade do vácuo, e σ _g é a condutividade da superfície do grafeno. De acordo com a Fórmula (4), a permissividade do grafeno pode ser obtida pela condutividade da superfície, que também pode ser obtida pela voltagem aplicada. Portanto, a Fórmula (2–4) indica que as propriedades eletromagnéticas do grafeno podem ser controladas dinamicamente pela tensão aplicada, fazendo com que as características de absorção da estrutura também possam ser controladas dinamicamente.

Para investigar o desempenho de absorção da estrutura projetada, implementamos as simulações numéricas usando FDTD bidimensional. Em nossa simulação, definimos a estrutura para uma condição de contorno periódica na direção x. Um feixe de onda plana terahertz incide no modelo normalmente ao longo do z direção com seu campo elétrico E ao longo de x direção. A condição de contorno de Bloch é aplicada à incidência oblíqua na estrutura periódica. Usamos 1-R-T para calcular a absorção do modelo, onde R e T representam a refletividade e transmissividade, respectivamente. Uma vez que a espessura do metal é muito maior do que a profundidade da película da luz incidente no metal, a transmissividade T é zero. Assim, simplificamos a fórmula de cálculo para 1-R.

Resultados e discussão

Em primeiro lugar, ajustamos a voltagem de cada camada de grafeno para alcançar a absorção perfeita (de cima para baixo, ajustamos a energia de Fermi E _f de cada camada de grafeno para 0,9, 0,9, 1,1, 0,8, 0,8, 1,1, 1,1, 0,9 e 0,8 eV). Conforme mostrado na Fig. 2, de 3 a 7,8 Thz, a estrutura proposta tem uma absorção de banda larga acima de 90% dentro de uma largura de banda de 4,8 Thz. O FWHM do absorvedor é 5,4 Thz. A largura de banda é de cerca de \ (\ frac {BW} {f_0} \ times 100 \% \) =88,8% da frequência central (aqui, BW é a largura de banda e f ₀ é a frequência central). Também calculamos a absortividade média do absorvedor, que chega a 96,7%. Por outro lado, com o E _f =0 eV, a estrutura proposta será um refletor quase ideal com reflexão de mais de 90% em toda a largura de banda de operação, e na banda de alta frequência (cerca de 5,5 Thz depois), a reflexão ainda mais de 97%. Claro, também podemos ajustar a voltagem de cada camada de grafeno para obter a amplitude desejada, que pode ter aplicações potenciais em algumas áreas.

Os espectros de absorção calculados do absorvedor proposto, onde a linha azul representa a absorção com alta tensão e a linha vermelha indica a absorção sem tensão aplicada

Para explicar a absorção quase perfeita em uma largura de banda ultralarga, primeiramente, discutimos a situação de uma única camada de grafeno. Conforme mostrado na Fig. 3a, projetamos a estrutura com apenas uma única camada de grafeno embutida no dielétrico. Com base em plasmons de superfície de grafeno, investigamos o efeito dos parâmetros relacionados ao grafeno no desempenho de absorção do absorvedor, incluindo a energia de Fermi E _f , a largura W , e a posição t de grafeno.

a Diagrama esquemático de uma estrutura de grafeno de camada única. b - d A absorção da largura da estrutura diferente da energia de Fermi E _f , largura W , e posicionar t da folha de grafeno, respectivamente

A Figura 3b mostra a influência da energia de Fermi do grafeno E _f no espectro de absorção com W fixo e t . Conforme o aumento de E _f , a ressonância do plasma da superfície do grafeno torna-se mais forte, a absorção da estrutura é correspondentemente maior. O pico de absorção ainda mais de 99% em 4,3 Thz com o E _f =1,1 eV. E o pico de absorção de ressonância se move para uma frequência mais alta, deslocamento para o azul. Da mesma forma, a Fig. 3c, d mostra o espectro de absorção da estrutura com diferentes W ou t com E inalterado _f . Variando o W ou t da camada de grafeno, a amplitude e a frequência do pico de ressonância são alteradas, respectivamente. Este fenômeno pode ser explicado pela teoria do circuito [28]. Nesta teoria, o grafeno é descrito como uma admitância de derivação, então o circuito equivalente da estrutura pode ser modelado com linhas de transmissão e admitância de grafeno. De acordo com trabalho anterior [28], a admitância do grafeno pode ser alterada pela largura W e a energia de Fermi E _f do grafeno. Além disso, as admitâncias das linhas de transmissão correspondentes ao dielétrico estão relacionadas à espessura do dielétrico. Em nossa estrutura, o dielétrico é separado por uma camada de grafeno. Assim, a posição t da camada de grafeno também afeta a admitância de entrada da estrutura.

Como discutimos acima, devido à influência dos parâmetros relacionados ao grafeno na admitância de entrada da estrutura, os picos de absorção de ressonância do modelo também são influenciados. Se a admitância de entrada da estrutura corresponder à admitância do espaço livre, a absorção quase perfeita em uma certa frequência é alcançada.

Então, para alcançar a absorção de banda larga, precisamos permitir os picos de absorção de ressonância que atingem a admitância correspondendo próximos uns dos outros. Como os picos de absorção estão próximos o suficiente para se fundirem, uma absorção de banda larga é obtida. Portanto, adicionamos camadas de grafeno para obter mais picos de absorção de ressonância. E, ao mesmo tempo, ajustamos os parâmetros que afetam o pico de ressonância, incluindo E _f , W , e t para implementar a correspondência de admitância. Primeiro adicionamos duas camadas de grafeno. Conforme mostrado na Fig. 4a, três camadas de grafeno com diferentes larguras W estão embutidos no dielétrico. Há um certo intervalo t entre diferentes camadas de grafeno ou o grafeno inferior do dielétrico. Ajustamos os parâmetros relacionados ao grafeno para os valores apropriados, onde definimos t =2 μm, E _f =0,9 eV e W =26, 21 e 20 μm, respectivamente (de baixo para cima).

a Diagrama esquemático de uma estrutura de grafeno de três camadas. b Os espectros de absorção calculados da estrutura de grafeno de três camadas

Conforme mostrado na Fig. 4b, a estrutura tem uma largura de banda de absorção quase perfeita de 1,3 Thz com uma frequência central de 5,25 Thz. Três picos de ressonância em 4,7, 5,2 e 5,7 Thz são obtidos correspondendo à amplitude de absorção de 99,9, 99,9 e 99,1%, respectivamente. A fim de alcançar uma absorção de banda ultralarga, semelhante à estrutura de grafeno de três camadas, adicionamos mais camadas de grafeno e ajustamos os parâmetros de grafeno de cada camada de grafeno para os valores apropriados. Assumimos que os parâmetros estruturais são fixos e a produção está concluída; podemos ajustar dinamicamente a energia Fermi do grafeno para alcançar a absorção de banda larga. Com base no princípio da combinação de impedância e na experiência de pesquisa da estrutura de grafeno de três camadas, primeiro assumimos que o nível de Fermi de cada camada de grafeno é 1 eV. Conforme mostrado na Fig. 5 (a), a absorção da maioria das bandas é superior a 90%, exceto para a banda “1” e “2”. A Figura 5 (a – e) mostra o processo de ajuste gradual para perfeita absorção das bandas “1” e “2”. De acordo com a Fig. 6e, f, a absorção da última banda “1” é dominada pela quarta camada (de baixo para cima), então ajustamos a energia de Fermi desta camada individualmente. Conforme mostrado na Fig. 7, quando a energia de Fermi é 0,8 eV, o desempenho de absorção é melhor. Isso ocorre porque a energia de Fermi afeta a impedância do grafeno e, em seguida, afeta a impedância de entrada de toda a estrutura. A energia Fermi maior ou menor do grafeno levará à incompatibilidade de impedância. De a a b, melhoramos o desempenho de absorção da banda “1” (na banda antes de “1”, as curvas aeb estão aproximadamente sobrepostas). Da mesma forma, descobrimos que a distribuição de energia na banda “2” está concentrada principalmente na 5ª, 8ª e 9ª camadas. Primeiro definimos a energia de Fermi da 8ª e 9ª camadas de grafeno para 0,9 e 0,8 eV, respectivamente. Conforme mostrado na Fig. 5, de b para c, além do mergulho “3” e “4”, a absorção da banda remanescente em “2” é superior a 90%. Então, de acordo com a Fig. 6c, o mergulho “3” é influenciado principalmente pela 5ª camada de grafeno, definimos a energia de Fermi em 0,8 eV. De c para d, o desempenho de absorção no mergulho “3” também foi melhorado. No entanto, de acordo com a Fig. 6d, o mergulho “4” é afetado por todas as camadas de grafeno. Portanto, ajustamos a energia de Fermi da camada de grafeno restante para o valor apropriado. De d a e, a absorção de banda larga quase perfeita é alcançada. Em comparação com a estrutura de grafeno de três camadas mostrada na Fig. 4, mais picos de absorção de ressonância são obtidos, picos de absorção de diferentes frequências estão próximos uns dos outros e sobrepostos para formar uma absorção de banda ultralarga acima de 90% com uma largura de banda de 4,8 Thz.

(a) - (e) mostram o processo de ajuste gradual para absorção perfeita. A energia de Fermi de cada camada de grafeno (de baixo para cima) é definida como (a) [1] eV, (b) [1, 1, 1, 0,8, 1, 1, 1, 1, 1] eV, (c ) [1, 1, 1, 0,8, 1, 1, 1, 0,9, 0,8] eV, (d) [1, 1, 1, 0,8, 0,8, 1, 1, 0,9, 0,8] eV, e (e) [0,9, 0,9, 1,1, 0,8, 0,8, 1,1, 1,1, 0,9, 0,8] eV

a - f As distribuições da amplitude do campo elétrico (| E |) do absorvedor proposto em diferentes frequências

Espectros de absorção com diferentes E _f da quarta camada de grafeno e com E inalterado _f de outras camadas de grafeno

Para entender o mecanismo físico por trás da absorção quase perfeita de banda ultralarga, também fornecemos um cálculo detalhado e uma análise sobre as distribuições da amplitude do campo elétrico (| E |) da estrutura proposta em diferentes frequências de operação. Conforme mostrado na Fig. 6, a energia do campo de luz é confinada entre as diferentes camadas de grafeno e dielétrico, levando a uma forte absorção. As características das distribuições do campo elétrico são consistentes com o espectro de absorção mostrado na Fig. 2. Em uma certa frequência, por exemplo, a Fig. 6b mostra que o confinamento do campo elétrico é principalmente devido ao forte acoplamento de grafeno e dielétrico devido à excitação de plasmão de superfície localizado (LSP), a Fig. 6d mostra que os plasmas de superfície de grafeno desempenham um papel importante no confinamento do campo elétrico. A excitação de plasmon de superfície localizado (LSP) e plasmas de superfície de grafeno contribuem para a forte absorção juntos. As Figuras 6a, b, d e Fig. 6c, e, f mostram que o forte acoplamento entre grafeno e dielétrico em uma certa frequência pode ser causado por grafeno multicamada ou grafeno monocamada, respectivamente. O empilhamento de alta absorção em diferentes frequências cria uma absorção de banda larga sob a ação de todas as camadas de grafeno.

Para melhor ilustrar o efeito de empilhamento, por exemplo, de acordo com a Fig. 6e, f, a absorção da última banda (cerca de 6,5 Thz depois) é principalmente dominada pela quarta camada de grafeno (de baixo para cima). Então, ajustamos a voltagem dessa camada de grafeno. Conforme mostrado na Fig. 7, com o aumento da energia de Fermi da quarta camada de grafeno, a amplitude de absorção da banda após cerca de 6,5 Thz aumenta gradualmente, mas não há quase nenhuma mudança na banda antes de 6,5 Thz. Da mesma forma, também podemos ajustar de forma independente uma certa banda afetada principalmente por outras camadas de grafeno. Todas as bandas que podem ser ajustadas independentemente para alta absorção são sobrepostas para formar uma absorção de banda larga eventualmente. Tal como acontece com a análise da Fig. 7, o fenômeno de ajuste independente ilustra ainda que o efeito de empilhamento de todas as camadas de grafeno atinge uma absorção de banda larga quase perfeita.

Como discutido acima, o forte acoplamento entre o grafeno e o dielétrico desempenha um papel importante na absorção de banda larga. Nas aplicações práticas, esperamos que a absorção da banda larga seja insensível aos ângulos incidentes. Conforme mostrado na Fig. 8, investigamos o efeito dos ângulos incidentes no absorvedor. Na Fig. 8, podemos descobrir que o absorvedor proposto é insensível aos ângulos incidentes. Embora o ângulo de incidência tenha mudado para 30 °, o desempenho de absorção da estrutura quase não é afetado. Conforme o ângulo de incidência aumenta para 50 °, embora a eficiência de absorção seja reduzida, o absorvedor ainda mantém uma alta absorção de mais de 90% em toda a largura de banda operacional. Portanto, o absorvedor pode funcionar bem com alta eficiência de absorção em uma grande faixa de ângulo de incidência.

Os espectros de absorção calculados do absorvedor com diferentes ângulos incidentes

Finalmente, considerando as dificuldades da estrutura multicamadas na fabricação, discutimos o efeito dos parâmetros relevantes da estrutura no desempenho do absorvedor. As Figuras 9a, b mostram os espectros de absorção do absorvedor proposto com diferentes espessuras da camada dielétrica H ₁ e com diferentes espessuras do SiO ₂ camada H ₂ , respectivamente. Conforme mostrado na Fig. 9a, a altura mais adequada do dielétrico H ₁ é 21 μm. Nesta base, H ₁ aumentar ou diminuir 0,5 μm, o desempenho do absorvedor quase não sofre alteração. Mesmo se H ₁ muda em 1 µm, o absorvedor ainda mantém uma absorção acima de 90% na maioria das bandas, exceto na banda em torno de 7 Thz. Conforme mostrado na Fig. 9b, em comparação com H ₁ , o absorvedor é mais sensível à altura do SiO ₂ H ₂ . Mesmo neste caso, além da faixa em torno de 6 e 7,1 Thz, o absorvedor também mantém um bom desempenho na maioria das faixas. Como discutido acima, podemos descobrir que embora a espessura da camada dielétrica e o SiO ₂ camada são alteradas mesmo na escala de mícron, o absorvedor ainda mantém um bom desempenho de absorção na maioria dos comprimentos de onda, o que irá melhorar muito a robustez do absorvedor na fabricação.

O espectro de absorção simulado do absorvedor proposto com diferentes espessuras da camada dielétrica e com diferentes espessuras de SiO ₂ camada correspondente a a e b

Conclusões

Neste artigo, propomos um absorvedor de terahertz sintonizável baseado em grafeno ultra-banda larga, consistindo de multicamadas de grafeno / dielétrico. O absorvedor proposto pode atingir uma absorção de banda larga acima de 90% com uma largura de banda de 4,8 Thz através da alteração da energia de Fermi E _f de diferentes camadas de grafeno. Com o E _f =0 eV, o projeto proposto será um refletor quase ideal com reflexão de mais de 90% dentro de toda a largura de banda de operação de 3-7,8 Thz. A absorção de ultra-banda larga é atribuída ao efeito de empilhamento de forte absorção de ressonância em diferentes frequências excitadas por plasmon de superfície localizado (LSP) e plasmons de superfície de grafeno. Além disso, o absorvedor proposto é insensível aos ângulos de incidência, e também descobrimos que a espessura da camada dielétrica e do SiO ₂ camada tem pouco efeito no desempenho de absorção, o que é mais benéfico para aplicações práticas. Além disso, o absorvedor proposto é simples, não depende de grafeno estruturado complexo e a largura de banda pode ser alargada adicionando mais camadas de grafeno. Este absorvedor de banda larga sintonizável pode ter grandes aplicações potenciais em fotodetectores, imagens e moduladores.

Abreviações

FDTD:: Domínio do tempo de diferença finita
LSP:: Plasmão de superfície localizado

Metassuperfícies plasmônicas opticamente ativas com base na hibridização de acoplamento In-Plane e Out-of-Plane Coupling Microarranjos mesoporosos de VO2 bidimensional para supercapacitor de alto desempenho

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias