Dua Efek Transparansi yang Diinduksi Secara Plasmonik yang Dapat Dialihkan dalam Sistem dengan Resonator Grafena Berbeda

Hasil

Eksitasi Efek PIT

Untuk menggairahkan efek PIT, salah satu masalah yang perlu dipecahkan adalah bagaimana merancang resonator mode terang. Karena ketidakcocokan momentum yang besar antara gelombang ruang bebas yang masuk dan gelombang plasmon, eksitasi plasmon adalah salah satu tantangan utama untuk penggunaan plasmon graphene. Untuk mengakhiri ini, beberapa pendekatan yang memungkinkan eksitasi plasmon graphene telah diusulkan dan didemonstrasikan secara teoritis dan eksperimental. Metode pertama yang umum digunakan adalah pemolaan graphene monolayer ke struktur nano coplanar, seperti nanoribbons [25, 54], nanodisks [55, 56], dan lingkaran [24]. Metode lain adalah untuk membangun konfigurasi kisi-kisi dalam lembaran graphene kontinu, yang dicapai baik dengan menggunakan kisi-kisi dielektrik difraksi [51, 57] dan gerbang medan listrik [58] untuk membangun kisi-kisi konduktivitas lokal periodik yang bergantung pada posisi atau dengan menggunakan difraksi periodik. kisi-kisi bergelombang yang dibentuk oleh lembaran graphene itu sendiri [57, 59]. Alasan mengapa plasmon permukaan dapat tereksitasi dalam struktur graphene ini adalah bahwa struktur nano atau kisi-kisi dapat memberikan gelombang plasmon dengan vektor gelombang timbal balik tambahan yang diperlukan untuk kompensasi ketidakcocokan vektor gelombang ketika arah polarisasi sepanjang arah periodik. , 54, 59]. Dalam kondisi ini, resonator graphene dapat beroperasi sebagai mode terang, atau dapat berfungsi sebagai mode gelap. Di sini, kami mengusulkan untuk menggunakan kedua GNR dan lembaran graphene yang dimuat dengan kisi dielektrik berbentuk persegi panjang untuk masing-masing berfungsi sebagai mode terang dan gelap untuk membangun sistem PIT, seperti yang ditunjukkan pada Gambar 1.

Untuk mengeksplorasi mekanisme sistem PIT yang diusulkan, simulasi numerik dari konfigurasi yang ditunjukkan pada Gambar. 1 dihitung, dan hasil yang sesuai untuk dua sudut polarisasi yang berbeda ditunjukkan pada Gambar. 2. Untuk kasus dengan θ =0 °, pertama-tama kami menghitung hasil untuk situasi ketika graphene nanoribbons (LGNR) yang lebih rendah dan graphene yang memuat kisi dielektrik atas ada sendiri. Karena arah polarisasi tegak lurus terhadap LGNR, SPs dapat tereksitasi pada mereka, menghasilkan puncak penyerapan utama pada 5.327 μm, seperti garis biru yang ditunjukkan pada Gambar. 2a. Sebaliknya, SPs pada lembaran graphene atas tidak dapat tereksitasi pada kondisi polarisasi ini karena cahaya datang terpolarisasi sejajar dengan kisi-kisi dielektrik, menghasilkan ketidakcocokan momentum yang kuat, seperti yang ditunjukkan oleh garis hijau datar pada Gambar. 2a. Dalam situasi ini, kami merujuk mode langsung bersemangat dalam LGNR dan mode gelap di UGG sebagai LGNR-0 dan UGG-0, masing-masing, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 2g dan f. Namun, yang menarik di sini adalah ketika kedua lapisan graphene ini disatukan dan cukup dekat, muncul dua puncak serapan (transmission dips) pada 5,747 μm dan 4,917 μm. Yang dengan panjang gelombang resonansi lebih panjang dominan dengan penyerapan mencapai 47,16%, sedangkan yang lain dengan panjang gelombang resonansi yang lebih pendek ditandai dengan puncak serapan 35,88%, menunjukkan bahwa kedua mode ini berinteraksi sangat kuat dengan cahaya datang eksternal, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 2a dan disimpulkan pada Tabel 1. Kedua mode ini berasal dari kopling plasmonik dalam-fase dan di luar fase antara dua resonator. Secara khusus, resonansi mode terang pada LGNR harus dianggap sebagai mode tetap karena langsung dieksitasi oleh cahaya yang datang. Namun, resonansi plasmon di lapisan graphene atas tidak dapat dieksitasi secara langsung tetapi dapat digabungkan dengan resonansi yang tereksitasi dalam LGNR melalui interaksi fase dalam dan luar fase. Ini adalah koeksistensi dari dua resonator dan kopling plasmoniknya yang secara langsung menghasilkan efek PIT ini. Untuk mengungkapkan mekanisme fisik di balik asal dua mode dengan jelas, kami menampilkan distribusi medan listrik pada dua mode ini pada Gambar. 2h dan i. Menurut E _z distribusi medan komponen, mode pada 5.747 μm menunjukkan sifat resonansi fase dalam dari struktur berlapis dan, oleh karena itu, disebut mode simetris. Mode pada 4,917 μm menunjukkan resonansi antifase dan disebut mode antisimetris. Selain itu, Gambar 2h dan saya dengan jelas mengungkapkan struktur mode ini:Semua E _z komponen menunjukkan resonansi mode dipol yang ditampilkan oleh 2π pergeseran fasa sepanjang arah polarisasi (x sumbu) di setiap lapisan graphene. Kedua mode mendasar ini menghilangkan penyerapan resonansi LGNR sambil memunculkan jendela transmisi yang menonjol dan dua puncak penyerapan dalam spektrum optik, menyebabkan efek optik yang disebut PIT (untuk kenyamanan diskusi, kami menyebutnya LGNRs-PIT). Pada Gambar 2c, kami juga memplot fase transmisi dan waktu tunda pada dua puncak serapan, yang terakhir masing-masing mencapai 0,34 ps dan 0,36 ps, menunjukkan efek cahaya yang melambat dalam sistem.

Saluran transmisi dan penyerapan (a , b ) dan fase transmisinya (kiri y sumbu) dan waktu tunda (kanan y sumbu) (c , d ) dari sistem dengan sudut polarisasi θ =0° (a , c ) dan 90° (b , d ), masing-masing. Dalam (a ) dan (b ), garis putus-putus menunjukkan posisi resonansi pada polarisasi lainnya. Parameter pas dari garis yang dianalisis secara teoritis di (a ) dan (b ) adalah (dalam THz) 6,71, 110,07, 2,25, 0,46, dan 0,74, dan 5,73, 4,13, 72,83, 0,33, dan 0,27 untuk κ _i , T _1i /sqrt(ε ₀ m _1i ), T _2i /sqrt(ε ₀ m _2i ), γ _1i , dan γ _2i , masing-masing. Distribusi spasial medan listrik untuk kasus dengan UGG (e (garis biru), f , j ) dan LGNR (e (garis merah), g , k) hanya di sepanjang z sumbu (e ) dan pada bidang graphene yang sesuai (f , g , j , k ). Distribusi spasial medan listrik (panel kiri) dan z . yang sesuai komponen (panel kanan) dari mode simetris (SM) (h , @5.747 μm; l , @5.511 μm) dan mode antisimetris (AM) (i , @4.917 μm; m , @4.636 μm) pada sudut polarisasi θ =0° (j , i ) dan 90° (l , m ), masing-masing. Sisipan atas di e tunjukkan z komponen medan listrik untuk kasus dengan d =50 nm, sedangkan sisipan bawah menggambarkan posisi bidang dalam plot utama. Tanda “+” dan “−” menyumbangkan muatan permukaan yang beresonansi; warna yang lebih gelap mengacu pada kepadatan muatan yang lebih besar

Sedangkan untuk kasus θ =90°, SPs dapat tereksitasi pada UGG dengan puncak serapan utama pada 5.202 μm tetapi tidak dapat pada LGNR jika mereka ada sendiri, seperti garis hijau dan biru yang ditunjukkan masing-masing pada Gambar 2b. Dalam situasi ini, kami merujuk mode tereksitasi langsung di UGG dan mode gelap di LGNR sebagai LGNR-90 dan UGG-90, masing-masing, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 2j dan k. Namun, ketika kedua mode ini cukup dekat untuk saling berpasangan, dua penurunan transmisi (puncak serapan) terlihat jelas pada 5,511 μm dan 4,636 μm dengan penyerapan masing-masing mencapai 49,07% dan 46,46%, yang berarti bahwa interaksi dengan gelombang datang eksternal sangat kuat, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 2b dan disimpulkan pada Tabel 1. Mirip dengan kasus dengan θ =0 °, mekanisme fisik juga dapat dipahami dengan mempertimbangkan kopling plasmon dalam fase dan di luar fase antara dua lapisan graphene. Seperti yang diilustrasikan dengan jelas oleh Gambar. 2l dan m, E _z distribusi medan komponen menunjukkan resonansi mode dipol yang ditampilkan oleh 2π pergeseran fase sepanjang y sumbu di setiap lapisan graphene dan mengungkapkan resonansi dalam fase (mode simetris) dan di luar fase (mode antisimetris) pada puncak penyerapan yang sesuai. Dua mode dasar inilah yang menghilangkan penyerapan resonansi kasing dengan hanya UGG sambil menghasilkan jendela transmisi yang menonjol dan dua puncak penyerapan dalam spektrum optik, menghasilkan PIT lain (untuk kenyamanan diskusi, kami menyebutnya UGGs-PIT ). Pada Gambar. 2d, fase transmisi dan waktu tunda pada dua puncak serapan juga diplot, menunjukkan efek perambatan cahaya yang melambat dengan nilai puncak masing-masing 0,23 ps dan 0,21 ps pada mode simetris dan mode antisimetris.

Namun, penting untuk dicatat bahwa meskipun distribusi medan di lembar graphene atas dari mode antisimetris pada Gambar. 2i dan m menunjukkan penampilan resonansi "multikutub", mereka masih merupakan mode dipol karena osilasi muatan juga menjaga sifat resonansi mode dipol sepanjang arah polarisasi. Alasan munculnya resonansi "multikutub" adalah karena gangguan medan yang kuat dari LGNR. Hal ini dapat dipahami dengan mempertimbangkan fakta bahwa medan plasmon terlokalisasi terkuat di GNR berpola lebih jelas daripada di lembar graphene kontinu [60], seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 2e. Tampilan mode "multikutub" ini akan hilang dengan menyetel monitor lapangan dari dua lapisan graphene atau dengan menggunakan jarak kopling yang besar, misalnya saat d =50 nm, tampilan mode “multipol” akan berubah menjadi resonansi mode dipol murni, seperti yang ditunjukkan pada sisipan Gambar 2e. Selain itu, kami juga mencatat bahwa mode kopling antara dua lapisan graphene berbeda. Khususnya, untuk kasus dengan θ =0°, LGNRs-PIT adalah hasil dari kopling kuat antara LGNRs-0 dan UGGs-0, yang beresonansi sepanjang x arah. Sedangkan untuk kasus θ =90°, UGGs-PIT adalah hasil kopling kuat antara UGG-90 dan LGNR-90, yang beresonansi sepanjang y arah, seperti yang ditunjukkan dengan jelas pada Gambar. 2. Dengan demikian, LGNRs-PIT dan UGGs-PIT adalah efek dari kopling plasmonik antara mode yang berbeda beresonansi pada polarisasi yang berbeda, menghasilkan dua efek PIT yang berbeda.

Oleh karena itu, kita dapat menyimpulkan dari Gambar. 2 bahwa LGNRs-PIT (dengan θ =0°) dan UGGs-PIT (dengan θ =90 °) adalah dua efek PIT berbeda yang dihasilkan dari dua jalur kopling mode terang ke gelap yang terpisah dari sistem graphene berlapis dan disewa oleh respons spektral yang berbeda. Itu berarti kita dapat mengganti dua efek PIT ini dari satu ke yang lain hanya dengan mengubah arah polarisasi dari cahaya yang datang, yang jauh berbeda dari efek PIT yang tidak sensitif terhadap polarisasi (lihat bagian diskusi). Selain itu, efek PIT yang dapat dialihkan ini dapat dijelaskan oleh model dua partikel yang ditunjukkan pada Persamaan. (1) dan (2). Untuk kasus dengan θ =0 °, efisiensi kopling langsung UGG ke bidang insiden adalah nol (gelap) sedangkan LGNR adalah yang tertinggi (terang), seperti yang ditunjukkan oleh sisi kanan persamaan. Sedangkan untuk kasus θ =90°, sebaliknya, UGG menjadi terang sedangkan LGNR menjadi gelap. Perhatikan bahwa dalam kedua kasus, kesepakatan antara hasil analisis yang diperoleh dengan Persamaan. (5) (diwakili oleh lingkaran merah pada Gambar. 2a, b) dan hasil numerik (diplot dengan garis merah pada Gambar. 2a, b) hampir sempurna. Model analitis kami memprediksi dengan sangat akurat tidak hanya posisi tetapi juga nilai puncak resonansi, seperti yang jelas pada Gambar 2. Akhirnya, kami mencatat di sini bahwa hasil yang disajikan di sini jauh berbeda dari sistem PIT lain yang dibangun dengan resonator yang sama [35, 38]; ini karena mereka tidak bisa mendapatkan hasil yang ditunjukkan pada Gambar. 2 di bawah polarisasi yang berbeda. Perbedaannya akan kita bahas lebih lanjut di bagian diskusi.

Kemampuan Geometris PIT

Kami telah menunjukkan bahwa kopling medan dekat antara mode terang dan gelap menghasilkan dua efek PIT yang bergantung pada polarisasi; oleh karena itu, parameter yang sangat memengaruhi resonansi mode terang dan gelap, serta kekuatan sambungan di antara keduanya, dapat diperlakukan sebagai parameter yang dapat disesuaikan untuk efek PIT. Kami pertama-tama melakukan studi parametrik untuk kasus dengan θ =0° dengan mengubah lebar (L _r ) dari LGNR dan lebarnya (W _d ) dari UGG dari 20 hingga 100 nm, dan tunjukkan hasilnya masing-masing pada Gambar. 3a dan c. Karena LGNR secara langsung berpasangan dengan cahaya datang dan bekerja sebagai mode terang pada kondisi ini, setiap perubahan dimensinya secara langsung memengaruhi seluruh respons plasmonik sistem. Misalnya, ketika A _r sangat kecil, misalnya, 20 nm, efisiensi kopling dengan cahaya datang sangat lemah karena rasio pendudukan yang rendah dari GNR [14, 51], yang mengakibatkan rendahnya penyerapan mode antisimetris dan terutama mode simetris dari sistem PIT, seperti yang dapat dilihat dari garis serapan W _r =20 nm pada Gambar 3a. Sebagai contoh lain, ketika A _r cukup besar, dan terutama ketika mencapai maksimum 100 nm (yaitu ketika LGNR adalah seluruh lapisan graphene), tidak satu pun dari dua resonator dapat berpasangan dengan medan eksternal dan, dengan demikian, LNGRs-PIT menghilang. Khususnya, penyerapan dua mode menunjukkan nilai tertinggi secara bersamaan saat W _r sekitar 50 nm. Berbeda dari mode terang, variasi lebar DG (W _d ) di lapisan graphene atas untuk mode gelap hanya dapat menyetel posisi resonansi dan penyerapan mode simetris dan mode antisimetris dalam batas, sementara tidak dapat menghilangkan atau bahkan secara signifikan mempengaruhi efisiensi kopling tinggi dengan gelombang eksternal, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3c. Sebenarnya, bahkan ketika kisi-kisi dielektrik dihilangkan atau menjadi seluruh lapisan dielektrik (W _d =100 nm), LGNR masih dapat digabungkan dengan lembaran graphene atas, seperti yang telah ditunjukkan oleh kasus dua dimensi yang dijelaskan dalam karya sebelumnya [36], di mana hanya satu efek PIT yang diperbolehkan ada.

Spektrum serapan sistem PIT dalam skala panjang gelombang sebagai fungsi dari (a ), (b ) lebar pita W _r dari LGNR; (c , d ) lebar DG W _d dari UGG; dan (e , f ) jarak pemisahan d antara dua lapisan graphene dengan langkah 10/20 nm pada sudut polarisasi θ =0° (a , c , e ) dan 90° (b , d , f ), masing-masing. Dalam (a –f ), warna merah yang lebih dalam pada garis padat menunjukkan penyerapan yang lebih kuat. Perhatikan bahwa beberapa garis dipotong untuk menghindari gangguan dari puncak serapan lain yang lebih tinggi. Dalam (e ) dan (f ), kurva padat dan lingkaran hitam masing-masing menyajikan hasil numerik dan teoretis. SM dan AM masing-masing mengacu pada mode simetris dan mode antisimetris

Namun, untuk kasus dengan θ =90°, hasilnya berbeda dengan kasus θ =0° karena LGNR berfungsi sebagai mode gelap sedangkan UGG berfungsi sebagai mode terang. Secara detail, perubahan lebar LGNR W _r hanya memodulasi posisi resonansi dan serapan maksimal dari mode simetris dan mode antisimetris, sementara itu tidak dapat memadamkan keberadaan dua mode, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3b. Ini karena LGNR beroperasi sebagai mode gelap dalam kondisi polarisasi ini. Dalam kondisi dengan W _r =100 nm, sistem menjadi pasangan lembaran graphene bermuatan DG dengan lembaran graphene lain, yang mirip dengan sistem PIT tunggal dua dimensi yang dilaporkan sebelumnya dalam penelitian lain [34]. Namun, perubahan kisi dielektrik atas akan sangat memengaruhi respons optik sistem PIT karena lembaran graphene atas bekerja sebagai mode terang dalam kondisi ini, yang sangat mirip dengan kasus saat mengubah W _r dengan θ =0 °, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3d. Secara umum, kita dapat menyimpulkan dari Gambar 3a-d bahwa penyetelan mode terang akan sangat mempengaruhi penampilan dan bahkan keberadaan UGGs-PIT, seperti yang ditunjukkan pada Gambar 3a dan d, sedangkan perubahan mode gelap hanya dapat mengubah posisi resonansi dan kekuatan relatif dari mode simetris dan mode antisimetris di UGGs-PIT, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3b dan c.

Parameter lain yang sangat mempengaruhi efek PIT adalah spasi d antara dua resonator graphene. Saat kami memperbaiki lebar GNR dan kisi dielektrik dan kemudian meningkatkan d , the interaction strength between the two graphene resonators decreases monotonically for both polarization angles due to the fast decreasing plasmonic field in the normal direction of the graphene surface [35, 61]. As a result, the symmetric mode and the antisymmetric mode are respectively extinguished for the case with θ =0° and θ =90° at large coupling distance, e.g., d> 70 nm, as shown in Fig. 3e and f. As it is known that when the bright and dark modes are far beyond the decay length of the evanescent field of each other, these two modes are uncoupled, and therefore, only the bright mode exists. At that point, we can conclude from Fig. 3e and f that the symmetric mode and antisymmetric mode of the PIT respectively originate from the UGGs and LGNRs, as they remain at large layer distance. Note that the PIT effects at different coupling strengths match well with the two-particle model, as the simulated and analytically predicted results are in excellent agreement, as can be seen in Fig. 3a and b, where the solid curves are gotten from FDTD, and the dark circles are from the two-particle model.

Electrical Tunability of PIT

One of the major advantages of graphene-based plasmonic devices is their dynamic and broadband tunability, which can be realized by electrostatic gating techniques [61, 62]. This intriguing property allows us to electrically change the Fermi energy of graphene and, thus, to actively modulate the transmission window of the proposed PIT systems to work at different wavelengths without reconstructing the geometrical structure [24, 25]. By applying different bias voltages with a field-effect transistor structure, researchers have experimentally achieved the dynamical tune of the Fermi energy level from 0.2 to 1.2 eV [63]. The simulated absorption spectra shown in Fig. 4 confirms the broadband and dynamic tunability of the proposed PIT device. For the given geometrical parameters, the plasmon wavelengths of the symmetric mode and antisymmetric mode of the LGNRs-PIT (UGGs-PIT) can be tuned from 4.977 to 9.953 μm and 4.259 to 8.520 μm (from 4.775 to 9.551 μm and 4.015 to 8.033 μm) when the Fermi level is modulated from 0.8 to 0.2 eV, respectively, as the solid and dash-dotted lines shown in Fig. 4a and b. This dynamic tunability will greatly facilitate the design and practical application of the proposed PIT device.

Absorption spectra of the symmetric mode (solid lines) and antisymmetric mode (dash-dotted lines) of the proposed PIT system with different Fermi energy levels of graphene at polarization angles of θ =0° (a ) and 90° (b ), masing-masing

Applications

In the previous parts, we have made clear how the LGNRs couple with the UGGs and further result in the polarization-dependent PIT effects, and demonstrated how the geometrical and electrical parameters affect the couplings. In this part, we will demonstrate our proposal can be used as selective refractive index sensors and dual-band perfect absorbers.

Considering that the PIT effect is determined by both the bright and dark mode resonances, what brings the change to these two modes will directly alter the symmetric mode and antisymmetric mode in the PIT window. Therefore, the induced symmetric mode and antisymmetric mode are highly sensitive to the local dielectric environment, which can be applied to design refractive index sensors [64]. In our design, both the regions above the UGGs (with refractive index n ₀ ) and below the LGNRs (with refractive index n ₂ ) can be thought of as the sensing regions. To calculate the sensitivities, we define S =Δλ/ Δn , which specifies the plasmon wavelength (λ ) shift per refractive index unit (RIU). We assume the refractive indexes of the materials as n ₁ =2.0 and n ₀ =n ₂ =n ₃ =1.3 (except the cases when n ₀ or n ₂ is working as the sensing regions with the range changing from 1.0 to 1.1).

Firstly, when tuning the width of the GNRs (W _r ), we find that when the sensing region is alongside the bright mode (that are sensing region n ₀ with θ =90° and sensing region n ₂ with θ =0°), the sensitivity of the symmetric mode S _SM gets bigger at wider ribbon width (see the solid blue lines in Fig. 5b, c). Especially, S _SM can reach 4 μm/RIU for the case with θ =0° in sensing region n ₂ . Secondly, for the case with increasing DG width (W _d ), both the sensitivity of the symmetric mode S _SM and antisymmetric mode S _AM decrease in most cases. Finally, as for the coupling distance d between the two layers, it is found that S _SM decreases while that of the antisymmetric mode increases for both of the polarization angles (see the solid and dash-dotted dark lines in Fig. 5). Considering that the antisymmetric mode will disappear under large coupling distance at the polarization angle of θ =90° (see Fig. 3f), the antisymmetric mode for the situation with θ =0° is more suitable to work as a sensor at a larger distance. Generally, the sensitivities of the symmetric mode and antisymmetric mode of the LGNRs-PIT and UGGs-PIT are respectively comparable to each other, as can be concluded by comparing Fig. 5a with 5b, and Fig. 5c with 5d, respectively. Besides, it is also found that the sensitivities for the cases with sensing regions alongside the bright and dark modes do not show a big difference, as can be seen by comparing Fig. 5a with 5d (alongside the dark mode), and Fig. 5b with 5c (alongside the bright mode). However, the sensitivities of the case with the sensing region under the LGNRs are obviously higher than that of the case with the sensing region above the UGGs, as they are shown by comparing Fig. 5a and b with Fig. 5c and d. This is because the sensitivity is directly related to the localized plasmonic field [64], and the local plasmonic field in the cutting-edge nanoribbons is generally stronger than the continuous edge-free graphene dielectric gratings [60].

Refractive index sensitivities of the symmetric mode (S_SM , solid lines) and antisymmetric mode (S_AM , dash-dotted lines) in the sensing regions of n ₀ (a , b ) dan n ₂ (c , d ) as functions of the ribbon width W _r of LGNRs, the DG width W _d of UGGs, and the separation distance d between the two graphene layers at polarization angles of θ =0° (a , c ) and 90° (b , d ), masing-masing. The inserts show the location of the sensing region

Besides working as a refractive index sensor, the proposed system can also be further designed as a perfect absorber. To achieve this, we can add a metallic substrate below the LGNRs and assume the refractive indexes of the materials as n ₁ =2.0 and n ₀ =n ₂ =n ₃ =1.3. With the existence of the metallic substrate, the dielectric layer between the LGNRs and metallic mirror forms a Fabry-Perot cavity, which can increase the interaction of incidence with graphene layers and further increase the absorptivity of the two modes. For the LGNRs-PIT case with θ =0°, we find that perfect absorptions with absorptivity> 96% of the symmetric mode and antisymmetric mode can be achieved simultaneously when the metallic substrate is with a 3.0-μm distance below the LGNRs, as shown in Fig. 6a and c. We also find that our proposal has good robustness to the doping level of graphene, as shown in Fig. 6a. The absorptivity of the two modes is> 90% when the Fermi energy level of graphene ranges from 0.58 to 0.66 eV. Besides the doping level of graphene, the perfect absorptions also show good tolerance to the polarization angle:The absorptivity of the two modes can keep at a high level (>90%) even the polarization angle ranges from − 17 to 17°. The robustness to the parameters is good for the practical design of the absorber.

Absorption spectra with different Fermi energy levels of graphene at polarization angles of θ =0° (a ) and 90° (b ) for the cases with a metal substrate below the LGNRs with a distance of 3.0 μm (a , c ) and 1.2 μm (b , d ), masing-masing. (c , d ) Absorption maxima as functions of θ . SM and AM refer to the symmetric mode and antisymmetric mode, respectively

To achieve the perfect absorption for the UGGs-PIT case with θ =90°, we need to set the metallic substrate with a 1.2-μm distance below the LGNRs. It is found that perfect absorptions with absorptivity> 95% of the symmetric mode and antisymmetric mode can be achieved simultaneously, as shown in Fig. 6b and d. Similar to the LGNRs-PIT case, it also found that the perfect absorptions show good tolerance to the polarization angle ranging from − 15 to 15° with absorptivity of the two modes> 90% (see Fig. 6d). More notably, the proposed absorber for the UGGs-PIT case shows much bigger robustness to the doping level of graphene, as plotted in Fig. 6b. It is found that the absorptivity of the two modes is> 90% even the Fermi energy level of graphene ranges from 0.55 to 1.15 eV. Considering that the Fermi level of graphene can be dynamically tuned by an external gate voltage, the designed structure can be thought of as active dual-band perfect absorber with a working wavelength of the symmetric mode (antisymmetric mode) ranging from 4.59 to 6.64 μm (3.77 to 5.45 μm).

Discussions

In this part, we discuss the advantages and differences of the proposed structure with other similar structures. To this end, we first calculated the plasmon resonant wavelengths for the cases with only the GNRs and only the dielectric grating-loaded graphene, as shown in Fig. 7a. It shows that the plasmon wavelengths have different dependencies on the width of the resonator. Besides, the inserts show the resonant property of the modes:For GNRs, the plasmonic fields are mainly localized on the edge of the GNR, while for the case with graphene sheet attached with dielectric gratings, the plasmonic fields are mainly concentrated on the grating area. Previous studies have shown that the field distributions and the distance between the resonators will greatly affect the plasmonic couplings [35, 65] and, therefore, the spectral response of the coupled system. That is to say, in our cases, the couplings from the LGNRs to the upper dielectric gratings are different from the other way coupled from the upper dielectric gratings to the LGNRs. Therefore, we obtain the results shown in Fig. 7b that even when the plasmon wavelengths of the two resonators are the same when they exist alone, they will also lead to two distinct PIT effects no matter what they work as bright or dark modes. To show more clearly the advantage of our design, we plot the resonant mode positions of the PIT effects for different geometrical parameters in Fig. 7c and d. They clearly demonstrate that there are always two distinguishable PIT effects for the two polarization directions, even when the geometrical parameters are the same.

(a ) Plasmon wavelengths of the cases with only the GNRs and only dielectric grating-loaded graphene sheet for different ribbon and grating width. The inserts show the field distribution of the modes. (b ) Absorption spectra for different polarization angles of GNR and dielectric grating-loaded graphene-coupled system with their width of 54 nm. (c –f ) Resonant positions of the two PIT peaks at different polarization angles for different systems. The inserts show the corresponding structures

However, one may want to know why the proposed structure is not designed with the same resonators, such as perpendicular GNRs and dielectric grating-loaded graphene, as it has been reported in the previous studies [35, 38]. To explain this, we have plotted the resonant positions of the two modes in the PIT effects for the structures with pure GNRs and dielectric grating-loaded graphene resonators in Fig. 7e and f, respectively. It is found that when the two layers of resonators are designed with the same geometrical parameters, there is only one PIT effect for all the polarization directions, which means the PIT effect becomes indistinguishable from the absorption spectrum. This is because the couplings between the two layers of resonators are equivalent due to the same field distribution of the plasmon modes. That is to say, the polarization-independent PIT effects of the structures shown in the insert of Fig. 7e and f depend on the particular choice of the geometrical parameters. Whereas, on the contrary, the design in this paper to achieve two switchable PIT effects is not dependent on the particular choice of the geometrical parameters, which can guarantee the existence of the two switchable PIT effects.

Kesimpulan

In this paper, both advanced simulations and theoretical analyses are combined to investigate switchable PIT effects in two graphene layers formed by GNRs coupled with a dielectric grating-loaded graphene layer. Thanks to the crossed nanoribbon and grating directions, both the GNRs and the dielectric gratings can operate as either the bright or the dark mode depending on the polarization direction. The incident light under these two polarization directions introduces two different bright to dark mode coupling pathways within the two resonators, resulting in two switchable PIT effects. Geometrical parameters, such as graphene nanoribbon width, dielectric grating width, layer distance, and graphene Fermi level, are used to study the physical mechanism and the performance of the proposed PIT effect. Additionally, the proposed concepts are examined by applying a two-particle model, showing outstanding agreement with the numerical results. The proposed methods provide a general approach to achieving switchable PIT effects in distinct resonator-coupled system and can advance the applicability and versatility of PIT-based plasmonic sensing platforms and active dual-band perfect absorbers.

Ketersediaan Data dan Materi

All data supporting the conclusions of this article are included within the article.

Change history

Singkatan

FDTD:

Domain waktu perbedaan-hingga

GNRs:

Graphene nanoribbons

LGNRs:

Lower graphene nanoribbons

PIT:

Plasmonically induced transparency

UGGs:

Upper graphene gratings

Studi Pembentukan dan Aplikasi pada Indikator pH Lisosom yang Tepat Berdasarkan Nanopartikel yang Dapat Diurai Sendiri Toksisitas Nanopartikel Emas pada Tikus karena Interaksi Nanopartikel/Obat Menginduksi Kerusakan Ginjal Akut