Pengurangan yang Ditingkatkan dari Polaritons Plasmon Permukaan Terahertz dalam Bulk Dirac Semimetal-Insulator-Metal Waveguides

Abstrak

Sebuah subwavelength terahertz plasmonic waveguide berdasarkan struktur massal Dirac semimetal (BDS)-insulator-metal (BIM) diselidiki, yang menunjukkan bahwa ada rentang frekuensi yang dioptimalkan dengan kurungan yang lebih baik serta kerugian yang lebih rendah. Pengurangan mode broadband hingga λ ₀ /15 dengan kehilangan yang relatif rendah sebesar 1,0 dB/λ ₀ dapat dicapai. Kami juga menunjukkan bahwa dua pita silikon yang dimasukkan ke dalam pandu gelombang BIM dapat membentuk filter yang dapat disetel secara dinamis yang menyesuaikan polariton plasmon permukaan terahertz dalam skala panjang gelombang dalam, yang dapat dieksploitasi lebih lanjut untuk desain perangkat plasmonik THz ultra-kompak dengan tunabilitas dinamis. Hasil kami juga dapat memberikan aplikasi potensial dalam pemfilteran optik.

Latar Belakang

Gelombang Terahertz (THz) telah sangat terlihat dalam beberapa dekade terakhir untuk aplikasi inovatifnya, seperti pencitraan THz, penginderaan bio-kimia, dan komunikasi [1,2,3]. Untuk meningkatkan sensitivitas penginderaan, resolusi pencitraan, dan tingkat integrasi perangkat THz, membatasi gelombang THz dalam skala subwavelength yang dalam sangat diinginkan [4,5,6]. Surface plasmon polariton (SPPs), mode elektromagnetik permukaan yang dirangsang oleh interaksi antara elektron dalam pita konduksi logam mulia dan foton dalam panjang gelombang tampak, merambat di sepanjang antarmuka isolator logam dan memungkinkan manipulasi cahaya di luar batas difraksi klasik [7]. Mode Sommerfeld-Zenneck, analog SPP dalam pita tampak, dapat didukung oleh logam di wilayah THz. Metamaterial dan struktur buatan lainnya, seperti tambalan berkala, pelat berlubang, dan tabung kuningan, telah diusulkan untuk menyesuaikan gelombang permukaan yang terikat longgar ini [8,9,10]. Sayangnya, pengurungan yang buruk, kehilangan intrinsik yang tinggi, dan tunability pasif dari mode ini telah sangat menghambat aplikasi praktisnya.

Plasmon graphene, dengan kehilangan yang relatif rendah, tunabilitas dinamis, dan kurungan ekstrem pada gelombang THz, memiliki aplikasi yang menjanjikan dalam perangkat resolusi tinggi, ultra-kompak, dan dinamis. Duan dkk. mengusulkan heterostruktur graphene yang dapat disetel gerbang broadband untuk secara koheren menghasilkan dan mengontrol plasmon terahertz dengan tunabilitas dinamis dan efisiensi yang lebih tinggi. Perbedaan sinyal frekuensi yang kuat dapat dihasilkan karena kurungan ketat bidang graphene plasmon [11]. Duan dkk. pertama-tama selidiki efek Talbot diskrit dalam susunan pandu gelombang plasmonik graphene dielektrik pada panjang gelombang THz, yang menyediakan platform baru untuk citra diri resolusi tinggi dari gelombang THz dalam skala nano [12]. Lin dkk. mengusulkan pandu gelombang transparansi yang diinduksi plasmon ultra-kompak, yang menjanjikan aplikasi potensial dalam cahaya lambat gelombang THz [13, 14]. Li dkk. mengusulkan serangkaian filter optik fungsional dan penyerap berdasarkan plasmon bahan 2D, yang menunjukkan integrasi tinggi [15], kehilangan rendah, dan tunabilitas dinamis [16,17,18]. Dari karya-karya ini, kami dapat meyakinkan bahwa batas ekstrim plasmon permukaan yang memungkinkan untuk memanipulasi gelombang THz pada skala sub-panjang gelombang yang dalam.

Baru-baru ini, semimetal Dirac (BDS), “3-D graphene”, menjadi fokus karena mobilitas pembawa ultrahigh hingga 9 × 10⁶ cm² V⁻¹ s⁻¹ , yang jauh lebih tinggi daripada graphene terbaik dari 2 × 10⁵ cm² V⁻¹ s⁻¹ [19]. Secara umum, semakin tinggi mobilitas pembawa, semakin rendah kehilangan intrinsik plasmon. Selanjutnya, fungsi dielektrik BDS dapat disetel secara aktif dengan mengubah energi Fermi-nya. Kabar baiknya adalah bahwa BDS, seperti Na₃ Bi [19], Cd₃ Sebagai₂ [20], dan quasicrystals AlCuFe [21], lebih mudah diproses dan lebih stabil dibandingkan dengan graphene, yang diharapkan menjadi bahan plasmonik generasi baru setelah graphene. Namun, pembatasan mode SPP dalam antarmuka isolator BDS tidak optimis. Pekerjaan terbaru kami telah menyelidiki manipulasi THz SPPs dalam pandu gelombang lembar BDS lapisan ganda, yang menunjukkan bahwa mode kopling simetris memiliki kurungan yang lebih baik daripada mode pandu gelombang plasmonik dalam film BDS monolayer [22]. Indeks mode dari mode simetris adalah 1,21 pada 1,0 THz dengan energi Fermi BDS E _B = 70 meV, yang masih tidak memadai untuk memenuhi permintaan manipulasi gelombang THz dalam skala sub-gelombang dalam.

Dalam makalah ini, kami mengusulkan pandu gelombang BDS-insulator-metal (BIM) dengan panjang gelombang yang dalam dengan kurungan yang ditingkatkan, kehilangan yang relatif rendah, dan tunabilitas yang diinginkan. Hubungan dispersi, kerugian propagasi, dan aplikasi penyaringan dari mode yang sangat terbatas ini diselidiki. Menariknya, ada rentang frekuensi yang dioptimalkan dengan kurungan yang ditingkatkan serta kerugian yang berkurang, yang jarang dilaporkan dalam mode SPP tradisional dalam struktur logam. Pengurangan mode broadband hingga λ ₀ /15 dengan kehilangan yang relatif rendah sebesar 1,0 dB/λ ₀ dapat dicapai. Berbeda dari struktur berbasis BDS yang dipelajari sebelumnya, mode pandu gelombang BIM ini dapat ditransmisikan secara efisien melalui celah ultra-sempit dengan lebar lebih kecil dari λ ₀ /2000. Dengan mengambil dua pita silikon sebagai cermin refleksi, resonator optik yang dapat disetel secara dinamis telah dicapai. Frekuensi resonansi resonator dapat disetel secara dinamis dengan memvariasikan energi Fermi dari BDS, yang dapat diterapkan pada peralihan dan penyaringan THz.

Teori dan Simulasi

Pemandu gelombang plasmonik BIM yang diusulkan disajikan secara skematis pada Gambar 1(a), di mana film BDS monolayer dengan ketebalan 0,2 m ditempatkan pada lebar celah g jauh dari substrat perak yang dipisahkan oleh spacer dielektrik dengan permitivitas ε _r . Substrat perak di wilayah THz dapat diperlakukan sebagai batas konduktor listrik sempurna (PEC). Untuk cahaya insiden terpolarisasi TM, mode pandu gelombang plasmonik yang dibatasi pada antarmuka isolator logam dapat merambat sepanjang x arah dengan vektor gelombang k _SPP dan meluruh secara eksponensial di sepanjang y arah ke ruang bebas. Dengan menggabungkan kondisi batas yang tepat, vektor gelombang k _SPP pandu gelombang BIM dapat diperoleh dari hubungan dispersi berikut:[23].

$$ -\frac{\varepsilon_r\sqrt{k_{\mathrm{SPP}}^2-{k}_0^2}}{\varepsilon_0\sqrt{k_{\mathrm{SPP}}^2-\frac{ \varepsilon_r{k}_0^2}{\varepsilon_0}}}=\left(1+\frac{i\sigma \sqrt{k_{\mathrm{SPP}}^2-{k}_0^2}}{ {\omega \varepsilon}_0}\right)\tanh \left(g\sqrt{k_{\mathrm{SPP}}^2-\frac{\varepsilon_r{k}_0^2}{\varepsilon_0}}\kanan ), $$ (1)

dimana k ₀ adalah vektor gelombang dari cahaya datang. Dengan memecahkan Persamaan. (1), kita dapat memperoleh indeks bias efektif n _eff = k _SPP /k ₀ = Re(n _eff ) + i Saya(n _eff ) dari pandu gelombang plasmonik yang diusulkan. Untuk mode pandu gelombang plasmonik yang sangat terbatas, bagian nyata dari indeks bias efektif Re(n _eff ) secara kasar menggambarkan kurungan mode, sedangkan bagian imajiner Im(n _eff ) berbanding lurus dengan kerugian propagasi mode:Semakin besar Re(n _eff ) adalah, semakin tinggi kurungan. Ketika g cukup besar sehingga tanh[g (k _SPP ² ε _r k ₀ ² /ε ₀ )] ~ 1, Persamaan. (1) akan direduksi menjadi relasi dispersi

yang menggambarkan mode pandu gelombang plasmonik yang didukung oleh satu lapisan BDS saja. Konduktivitas kompleks BDS disajikan dalam metode Persamaan (3)–(4).

Ilustrasi skema pandu gelombang plasmonik BIM:film BDS monolayer ditempatkan pada lebar celah g jauh dari substrat perak yang dipisahkan oleh spacer dielektrik dengan permitivitas ε _r . Mode pandu gelombang plasmonik terpolarisasi TM menyebar di sepanjang x arah dan meluruh sepanjang y arah. Penggambaran skema dari E _x distribusi digambarkan dengan garis merah

Hasil dan Diskusi

Pertama, kami menunjukkan ketergantungan kurungan mode dan hilangnya propagasi pandu gelombang BIM pada lebar celah logam-BDS g dan energi Fermi E _B . Dengan mengambil E _B = 70 meV, kami menghitung indeks bias efektif dari mode pandu gelombang SPP n _eff untuk nilai g . yang berbeda , di mana bagian nyata dan imajinernya, Re(n _eff ) dan Saya(n _eff ), masing-masing diplot pada Gambar. 2a, b. Seperti yang digambarkan pada Gambar. 2a, kurva untuk g = 10 dan 100 μm bergabung pada frekuensi yang lebih tinggi dari 0,05 THz, yang menunjukkan bahwa mode pandu gelombang plasmonik sangat dibatasi dalam antarmuka isolator BDS sehingga sebagian besar bidang SPP didistribusikan dalam skala 10 μm dan perak tidak akan berfungsi pada lebar celah yang begitu besar. Sementara kurungan mode ditingkatkan secara dramatis setelah lebar celah g secara bertahap dikurangi dari 1 μm, semakin kecil g penelitian, dan kurungan yang lebih kuat dapat diperoleh. Kecenderungan serupa dapat diamati pada ketergantungan kerugian propagasi pada lebar celah g , seperti yang digambarkan pada Gbr. 2b. Di sisi lain, untuk lebar celah tetap yang lebih kecil dari 1 μm, Re(n _eff ) masing-masing awalnya menunjukkan pengurangan yang nyata hingga minimum dan kemudian menunjukkan perilaku yang meningkat secara bertahap, sementara Im(n _eff ) masing-masing berkurang secara monoton dengan meningkatnya frekuensi. Dengan demikian, ada wilayah frekuensi yang dioptimalkan di mana kurungan mode sangat ditingkatkan sementara kerugian propagasi berkurang secara bertahap. Karakteristik ini jarang diamati dalam mode pandu gelombang plasmonik tradisional pada antarmuka isolator logam. Gambar 2c, d menggambarkan ketergantungan mode kurungan dan kerugian propagasi pada energi Fermi E _B dari film BDS, di mana lebar celah g = 1 μm. Serupa dengan kasus pandu gelombang monolayer dan double-layer, kurungan mode dan kerugian propagasi terus berkurang dengan peningkatan energi Fermi, yang dapat dikaitkan dengan peningkatan metalik dan waktu relaksasi pembawa yang berkepanjangan dari BDS. Misalnya, faktor kurungan mode pandu gelombang plasmonik pada 2,5 THz dapat mencapai λ ₀ /15, dimana λ ₀ panjang gelombang datang, dengan kehilangan yang relatif rendah sebesar 1,0 dB/λ ₀ ketika lebar celah logam-BDS adalah 10 nm dan energi Fermi adalah 70 meV. Oleh karena itu, mengandalkan kerangka kerja yang telah dibahas di atas akan meningkatkan pembatasan mode dengan kerugian yang relatif rendah, yang dapat digunakan untuk desain filter optik terintegrasi, buffer, dan interferometer Mach-Zehnder.

Bagian nyata dan imajiner dari indeks bias efektif n _eff untuk a , b lebar celah berbeda g , di mana energi Fermi BDS ditetapkan menjadi E _B = 70 meV, dan c , d nilai yang berbeda dari energi Fermi E _B , di mana lebar celah ditetapkan pada g = 1 μm

Untuk menguji analisis yang disebutkan di atas, kami melakukan perhitungan numerik tentang intensitas transmisi dan distribusi medan dari struktur pandu gelombang yang diusulkan. Pengaturan simulasi dijelaskan dalam metode. Membandingkan dengan pandu gelombang BDS monolayer dengan energi Fermi yang sama E _B = 70 meV, intensitas transmisi pandu gelombang BIM pada frekuensi 1,56 THz adalah 0,97 yang lebih tinggi dari yang sebelumnya, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3a, yang menunjukkan bahwa mode pandu gelombang plasmonik dalam struktur BIM mengalami kerugian propagasi yang lebih rendah. Di sisi lain, seperti ditunjukkan pada Gambar. 2a, bagian nyata dari indeks bias efektif BIM pada 1,56 Tz Re(n _eff ) = 2.45, yang jauh lebih tinggi daripada kasus monolayer 1,002. Untuk memvisualisasikan pernyataan ini, medan magnet Hz distribusi mode ini disajikan pada Gambar. 3b, c. Dapat dengan jelas ditemukan bahwa mode plasmonik yang sangat terbatas dalam pandu gelombang BIM menunjukkan periode osilasi yang lebih pendek daripada kasus BDS monolayer. Selain itu, sebagian besar medan plasmonik terlokalisasi di celah sempit seperti itu ~ λ ₀ /2000, yang memiliki aplikasi yang menjanjikan dalam peningkatan medan dekat untuk fisika nonlinier.

Perhitungan numerik dari spektrum transmisi (a ) dan medan magnet (H _z ) distribusi (b , c ) dari pandu gelombang BIM (kurva merah) dan monolayer (kurva biru), di mana E _B = 70 meV, g = 50 μ m, dan frekuensi kejadian 1,56 THz

Di antara semua aplikasi yang disebutkan di atas, resonator optik adalah elemen penting untuk menyesuaikan mode pandu gelombang plasmonik THz. Seperti yang diilustrasikan pada Gambar. 4a, dua silikon (n _Si = 3.4) [24] pita tertanam ke dalam spacer dielektrik untuk membentuk cermin reflektif, di mana gelombang plasmonik yang merambat dapat dipantulkan bolak-balik pada antarmuka silikon-udara membentuk resonansi gelombang berdiri lokal di wilayah BIM antara dua pita silikon . Hanya frekuensi datang yang memenuhi kondisi resonansi gelombang berdiri, gelombang plasmonic dapat mentransmisikan ke output pandu gelombang melalui kopling dengan resonator optik yang dirancang. Gambar 4a menyajikan spektrum transmisi pandu gelombang BIM dengan dua pita silikon, di mana dua puncak transmisi dengan nilai FWHM (lebar penuh pada setengah maksimum) 0,12 dan 0,09 Tz dapat ditemukan dengan jelas pada frekuensi 1,56 dan 2,22 Tz, yang menunjukkan hal baru efek penyaringan band-pass di wilayah terahertz. Distribusi medan magnet (|H _z |² ) dari puncak transmisi digambarkan pada Gambar. 4c, e, yang menyiratkan bahwa wilayah BIM yang diapit oleh dua pita silikon dapat dianggap sebagai rongga Fabry-Perot (FP). Resonansi orde pertama dan kedua dapat dengan jelas ditemukan di rongga FP. Gelombang plasmonic yang terjadi di dekat frekuensi resonansi dapat digabungkan ke dalam rongga FP dan kemudian ditransmisikan melalui pandu gelombang BIM, yang menghasilkan puncak transmisi dalam spektrum. Sedangkan untuk daerah frekuensi non-resonansi, gelombang berdiri tidak dapat dibentuk sehingga gelombang datang dilarang di port kiri pandu gelombang BIM, seperti yang ditunjukkan pada Gambar 4d. Selain itu, dikombinasikan dengan hubungan dispersi pandu gelombang BIM, intensitas transmisi dapat dihitung secara analitis dengan teori mode berpasangan (CMT) [17]:

$$ T\left(\omega \right)=\frac{\kappa_w^2}{{\left(\omega -{\omega}_0\right)}^2-{\left({\kappa}_w+{ \kappa}_i\kanan)}^2}, $$ (5)

dimana ω ₀ adalah frekuensi resonansi rongga FP, masing-masing. Di sini, κ _dengan = ω ₀ /(2T _dengan ) dan κ _i = ω ₀ /(2T _i ) masing-masing adalah laju peluruhan yang terkait dengan kehilangan kopling pandu gelombang dan kehilangan intrinsik rongga FP. Faktor kualitas kerugian total dan intrinsik dapat diperkirakan dengan Q _t = ω ₀ /FWHM, dan Q _oi = − Re(n _eff )/(2Im(n _eff )), masing-masing. Kemudian, faktor kualitas kerugian waveguide coupling dapat diperoleh dengan mengurangkan kerugian intrinsik dari kerugian total, yaitu Q _ei = Q _oi T _ti /(T _oi − Q _ti ) [17]. Hasil analisis berdasarkan CMT memiliki kesesuaian yang baik dengan simulasi numerik, seperti yang digambarkan pada Gambar. 4b.

a Skema pandu gelombang BIM dengan pita silikon yang diperkenalkan. Lebar setiap pita silikon adalah d , dan jarak antar pita adalah L . b Numerik (bola biru) dan spektrum transmisi yang dipasang CMT (kurva merah) dari struktur yang diusulkan di mana g = 1 μm, d = 5 m, dan L = 120 μm. c –e Distribusi medan magnet (|H _z |² ) pada frekuensi kejadian 1,56 (c ), 1,90 (d ), dan 2,22 THz (e )

Gambar 5 menunjukkan ketergantungan frekuensi resonansi pada panjang rongga L , di mana g = 1 μm, d = 5 μm, dan E _B = 70 meV. Puncak transmisi cenderung bergeser merah dengan peningkatan L , seperti yang disajikan pada Gambar. 5a, yang dapat dijelaskan lebih lanjut dengan kondisi resonansi gelombang berdiri 2k _SPP (ω _r )L + θ = 2mπ (m = 1, 2, 3, ...), di mana θ adalah pergeseran fase reflektif dari antarmuka silikon-udara dan k _SPP (ω _r ) adalah vektor gelombang pandu gelombang BIM pada frekuensi resonansi. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 5b, frekuensi resonansi mode pertama dan kedua memang menunjukkan pergeseran merah dengan peningkatan L . Menurut Persamaan. (1), kurungan mode dipengaruhi oleh lebar celah g yang karenanya berdampak pada frekuensi resonansi. Gambar 6a menyajikan spektrum transmisi untuk g different yang berbeda , di mana L = 120 μm dan E _B = 70 meV. Dengan peningkatan g , puncak resonansi dalam urutan yang sama menunjukkan pergeseran biru. Fenomena ini dapat dikaitkan dengan penurunan dramatis Re(n _eff ) seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 6c. Penyetelan energi Fermi BDS dapat diwujudkan dengan doping permukaan basa dalam percobaan. Gambar 6b menyajikan spektrum transmisi untuk energi Fermi yang berbeda, di mana parameter lainnya sama dengan Gambar 4b. Saat energi Fermi meningkat, puncak transmisi menyajikan pergeseran biru, yang juga dapat terlibat dalam gambar resonansi gelombang berdiri. Untuk panjang tetap L , rongga FP mendukung resonansi dengan panjang gelombang SPP yang ditentukan λ _SPP = λ ₀ / Kembali (n _eff ), di mana λ ₀ adalah panjang gelombang datang. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 6c, Re(n _eff ) berkurang dengan meningkatnya energi Fermi. Akibatnya, panjang gelombang insiden λ ₀ harus dikurangi juga untuk menjaga λ _SPP sebagai konstanta. Itulah alasan mengapa puncak transmisi cenderung bergeser biru dengan peningkatan energi Fermi. Sementara itu, bandwidth puncak transmisi menyempit, yang dapat dikaitkan dengan penurunan Im(n _eff ), yaitu, hilangnya propagasi mode pandu gelombang plasmonik dalam pandu gelombang BIM.

a Spektrum transmisi numerik untuk panjang rongga yang berbeda L . b Frekuensi resonansi mode 1 dan 2 sebagai fungsi dari panjang rongga L . Di sini, g = 1 μm, d = 5 μm, dan E _B = 70 meV

Spektrum transmisi untuk lebar celah berbeda g (a ) dan energi Fermi E _B (b ), di mana parameter lainnya sama dengan Gbr. 4b. Ketergantungan Re(n _eff ) (c ) dan Saya(n _eff ) (d ) pada energi Fermi E _B dan lebar celah g

Kesimpulan

Singkatnya, kami telah menunjukkan mode plasmonik terahertz yang sangat terbatas yang didukung oleh pandu gelombang BIM. Mode kurungan dan karakteristik kerugian telah dibahas dengan variasi pemisahan logam-BDS dan energi Fermi, yang menunjukkan bahwa ada rentang frekuensi yang dioptimalkan dengan kurungan mode yang ditingkatkan serta pengurangan kerugian propagasi, yang jarang dilaporkan dalam mode SPP tradisional. dalam struktur logam. Berbeda dari struktur berbasis BDS yang dipelajari sebelumnya, mode pandu gelombang BIM ini dapat didukung secara efisien di celah yang sangat sempit dengan lebar lebih kecil dari λ ₀ /2000. Dengan menggunakan dua pita silikon sebagai cermin reflektif, filter lolos pita yang dapat disetel secara dinamis telah dicapai, di mana frekuensi resonansi dapat dikontrol secara aktif dengan menyesuaikan energi Fermi film BDS tanpa optimasi ulang parameter strukturalnya.

Metode

Hasil numerik diperoleh dengan menggunakan metode 2D finite-difference time-domain (FDTD), di mana lapisan yang sangat cocok diatur untuk menyerap cahaya hamburan di x dan y arah. Ukuran mesh film BDS ditetapkan sebagai dx × dy = 1 μm × 0.02 μm untuk mencapai konvergensi yang baik.

Konduktivitas BDS yang bergantung pada frekuensi dijelaskan oleh rumus Kubo dengan pendekatan fase acak [12, 25].

$$ \operatorname{Re}\sigma \left(\Omega \right)=\frac{e^2}{\mathrm{\hslash}}\frac{tk_F}{24\pi}\Omega G\left(\ Omega /2\right), $$ (3) $$ \operatorname{Im}\sigma \left(\Omega \right)=\frac{e^2}{\mathrm{\hslash}}\frac{tk_F} {24{\pi}^2}\left\{\frac{4}{\Omega}\left[1+\frac{\pi^2}{3}{\left(\frac{T}{E_F} \right)}^2\right]+8\Omega {\int}_0^{\varepsilon_c}\left[\frac{G\left(\varepsilon \right)-G\left(\Omega /2\right) }{\Omega^2-4{\varepsilon}^2}\right]\varepsilon d\varepsilon \right\}, $$ (4)

dimana G (E ) = n (−E ) − n (E ) dan n (E ) adalah fungsi distribusi Fermi-Dirac, E _B adalah energi Fermi dari BDS, k _B = E _B /ћv _B adalah momentum Fermi-nya, dan v _B = 10⁶ m/s adalah kecepatan Fermi. ε = E/E _B , = ћω/E _B + iћτ ⁻¹ /E _B , di mana ћτ ⁻¹ = v _B /(k _B μ ) adalah laju hamburan elektron yang menunjukkan ketergantungan kuat pada mobilitas pembawa μ. _c = E _c /E _B (E _c adalah energi cutoff di mana spektrum Dirac tidak lagi linier), dan t adalah faktor degenerasi kuantum. Mengambil AlCuFe sebagai contoh, parameter pemasangan dalam perhitungan kami ditetapkan sebagai berikut:t = 40, ε _c = 3, μ = 3 × 10⁴ cm² V⁻¹ s⁻¹ dan E _B = 70 meV.

Tidak ada partisipan manusia, data, atau jaringan atau hewan yang terlibat dalam penelitian ini.

Singkatan

BDS:: Semi-logam Dirac Massal
BIM:: BDS-isolator-logam
CMT:: Teori mode berpasangan
FDTD:: Domain waktu perbedaan-hingga
FWHM:: Lebar penuh pada setengah maksimum
SPP:: Polariton plasmon permukaan

In Situ Electrospinning Iodine-Based Fibrous Meshes untuk Pembalut Luka Antibakteri Interlayer fungsional PPy/ZnO untuk meningkatkan kinerja elektrokimia baterai lithium/sulfur

bahan nano