各向异性的硼烯等离激元诱导透明超材料.pdf

第 卷 第期湘潭大学学报(自然科学版)V o l N o 年月J o u r n a l o fX i a n g t a nU n i v e r s i t y(N a t u r a l S c i e n c eE d i t i o n)A p r D O I:/j i s s n X 引用格式:孙怡聪,林琪,李红星各向异性的硼烯等离激元诱导透明超材料J湘潭大学学报(自然科学版),():C i t a t i o n:S u nY i c o n g,L i nQ i,L iH o n g x i n g P l a s m o n i n d u c e dt r a n s p a r e n c y i na n i s o t r o p i cb o r o p h e n em e t a m a t e r i a l sJ J o u r n a l o fX i a n g t a nU n i v e r s i t y(N a t u r a lS c i e n c eE d i t i o n),():各向异性的硼烯等离激元诱导透明超材料孙怡聪,林琪,李红星(湘潭大学 物理与光电工程学院,湖南 湘潭 )摘要:等离激元诱导透明效应源于电磁明、暗模式之间的相消干涉该文从理论上提出了两种简单且直观的单层硼烯超材料构型,基于时域有限差分方法的数值计算结果显示,其在光通信波段(n m)具有显著的各向异性等离激元诱导透明特征利用不同晶向电磁明、暗模式的近场耦合,在实现各向异性光学色散特性的同时,兼具了集成度更高的优点其次,通过调控硼烯的载流子浓度,可以实现对透明窗口频谱位置的主动调控此外,通过结合谐振子理论和型原子三能级模型,定性描述了这类各向异性等离激元诱导透明超材料中的光学干涉路径,定量刻画了透明窗口随耦合距离的演化过程研究结果将为设计高性能近红外波段的慢波器件提供科学依据关键词:硼烯;各向异性;等离激元诱导透明;时域有限差分方法;主动可调谐性;谐振子理论中图分类号:O 文献标志码:A文章编号:X()P l a s m o n i n d u c e dt r a n s p a r e n c y i na n i s o t r o p i cb o r o p h e n em e t a m a t e r i a l sS UNY i c o n g,L i nQ i,L iH o n g x i n g(S c h o o l o fP h y s i c sa n dO p t o e l e c t r o n i cE n g i n e e r i n g,X i a n g t a nU n i v e r s i t y,X i a n g t a n ,C h i n a)A b s t r a c t:T h ep l a s m o n i n d u c e dt r a n s p a r e n c y(P I T)i s c a u s e db y t h ed e s t r u c t i v e i n t e r f e r e n c eb e t w e e nt h e e l e c t r o m a g n e t i cb r i g h t a n dd a r km o d e s I nt h i sp a p e r,w e t h e o r e t i c a l l yp r o p o s e t w os i m p l ea n d i n t u i t i v ec o n f i g u r a t i o n so f s i n g l e l a y e rb o r o p h e n em e t a m a t e r i a l s,a n dn u m e r i c a l s i m u l a t i o n sb a s e do n t h e f i n i t e d i f f e r e n c et i m e d o m a i nm e t h o ds h o wt h a t t h e ye x h i b i t s i g n i f i c a n t a n i s o t r o p i cP I Tf e a t u r e s i n t h eo p t i c a l c o mm u n i c a t i o nb a n d(n m)B yu t i l i z i n g t h en e a r f i e l dc o u p l i n go f d i f f e r e n t c r y s t a l o r i e n t e db r i g h t a n dd a r km o d e s,t h e s ec o n f i g u r a t i o n sn o to n l ya c h i e v ea n i s o t r o p i co p t i c a ld i s p e r s i o nc h a r a c t e r i s t i c sb u ta l s oh a v et h ea d v a n t a g eo fh i g h e r i n t e g r a t i o n F u r t h e r m o r e,b ym o d u l a t i n g t h e c a r r i e r d e n s i t yo f b o r o p h e n e,a c t i v e t u n i n go f t h et r a n s p a r e n tw i n d o ws p e c t r u mp o s i t i o n i s a c h i e v e d I na d d i t i o n,b yc o m b i n i n g t h e t h e o r yo f t h e c o u p l e do s c i l l a t o rm o d e l a n dt h e t y p ea t o m i c t h r e e l e v e lm o d e l,w eq u a l i t a t i v e l yd e s c r i b e t h eo p t i c a l i n t e r f e r e n c ep a t h si ns u c ha n i s o t r o p i cp l a s m o n i n d u c e d t r a n s p a r e n c ym e t a m a t e r i a l s a n dq u a n t i t a t i v e l yc h a r a c t e r i z e t h e e v o l u t i o np r o c e s so f t h e t r a n s p a r e n tw i n d o ww i t ht h ec o u p l i n gd i s t a n c e T h er e s e a r c hr e s u l t sw i l lp r o v i d eas c i e n t i f i cb a s i s f o rd e s i g n i n gh i g h p e r f o r m a n c es l o wl i g h td e v i c e s i nt h en e a r i n f r a r e db a n d K e yw o r d s:b o r o p h e n e;a n i s o t r o p y;p l a s m o n i n d u c e dt r a n s p a r e n c y;f i n i t e d i f f e r e n c et i m e d o m a i nm e t h o d;收稿日期:基金项目:湖南省自然科学基金(J J )通信作者:李红星(),男,湖南常德人,教授,博士生导师 E m a i l:h o n g x i n g l e e x t u e d u c na c t i v e t u n i n g;c o u p l e do s c i l l a t o rm o d e l引言电磁诱导透明(E I T)效应是一种发生在三能级原子系统中的量子干涉效应,典型频谱特征是在宽波段的吸收光谱内产生了一个尖锐的透明窗口 由于实验上的严苛条件,包括需要大尺寸的高功率激光系统和低温环境等,阻碍了E I T效应在慢光、滤波和光开关等领域的应用为了实现E I T器件的片上集成,研究者利用各种经典波函数干涉系统来实现类E I T效应例如:侧面耦合型波导、多层光子系统 以及金属纳米结构等其中基于等离激元结构的类E I T效应,即等离激元诱导透明(P I T)由于可以在室温环境下实现E I T特征,且具有尺寸小、易于片上集成的优点,因而引起了广泛的关注 表面等离激元(S P s)是一种局域在金属介质界面上的倏逝波,具有显著近场增强的同时,可以突破光学衍射极限,为亚波长尺度上的光操控奠定了基础 许多传统基于金属的超材料结构 已经被提出并证明可以实现P I T效应但是当这些基于金属的P I T效应在一个固定波长上实现时,获得透明窗口的可调谐性变得非常具有挑战性 在过去的十年中,研究者已经注意到一些二维材料可以支持S P s,例如石墨烯 和黑磷,且它们的介电特性可以通过掺杂或加栅极电压动态调节通过使用这些二维材料作为P I T超材料的构建材料,已经成为获得透明窗口动态可调谐性的主要方法各种基于石墨烯的可调P I T超材料已经被广泛研究,例如单层石墨烯超材料,多层石墨烯结构,石墨烯波导,以及金属石墨烯杂化结构 由于石墨烯的各向异性较差,这些基于石墨烯的P I T失去了各向异性所赋予的丰富性质与石墨烯相比,黑磷具有高度的面内各向异性,为可调P I T超材料提供了更多的设计可能性但受限于石墨烯和黑磷的低载流子浓度(m),这些二维材料只能支持中红外和太赫兹波段的深亚波长表面等离激元,这与当前的光通信波段不兼容为了在近红外区域特别是光通信波段实现动态可调且各向异性的P I T,有必要寻找一种替代材料最近,二维材料硼烯,由于其高载流子浓度(m),已被广泛介绍为有潜力的二维材料,因其在可见光波段和近红外区域具有金属响应和各向异性等离子体行为 因此,硼烯可作为P I T超材料的构建材料,以使P I T效应在光通信波段可动态调控的同时还具有各向异性带来的丰富特性,然而关于这方面的具体研究很少本文提出了两种基于硼烯的超材料结构构型,可以实现通信波段上的各向异性P I T效应,且具有透明窗口动态可调的特点这种各向异性的P I T是由硼烯不同晶向上的明、暗等离激元模间相消干涉所产生,在观察到两个不同透明窗口的同时,兼具进一步优化P I T器件集成度的潜力研究表明,当明模式和暗模式之间的耦合距离发生变化时,耦合强度和光谱特征会发生显著的变化其次,通过改变硼烯沿着两个相应晶向上的载流子浓度实现了各向异性透明窗口的动态可调用经典的谐振子模型和型原子三能级模型可以从理论上解释P I T效应的形成机制,且理论结果与数值仿真符合得很好超材料的结构和仿真方法考虑到带内跃迁在很大程度上主导着材料的等离激元响应,因此各向异性的硼烯在近红外区域的电导率模型可以由德鲁德模型表示为:湘潭大学学报(自然科学版)年 j Dj,()Denm,()式中:为二维硼烯的X或Y晶向,在本文中需要与坐标轴的x或y轴方向区分开;为电导率;m为沿X或Y晶向的有效电子质量;D为德鲁德权重;为激发频率;e和分别为电子电荷和电子的弛豫时间;n为硼烯的载流子浓度,可以通过掺杂来主动调节相硼烯用于后续计算其中一种P I T超材料构型如图(a)中所示纳米尺寸硼烯阵列结构中的局域表面等离激元共振(L S P R s)可以很容易地被外部辐射激发,以形成局域电偶极共振 左边的单个硼烯条带可以被认为是一个光学偶极天线,因此可以作为P I T系统中的明模式,它直接由入射的y 偏振平面波激发明模式硼烯条带沿y方向的晶向是X晶向,因为电偶极共振是在X晶向上产生,所以被称为X明模式而右边两条平行的硼烯条带不与y偏振平面波直接耦合,只能被明模式激发形成反对称模式也就是暗模式,导致在两条平行的硼烯条带上形成了沿x方向的局域电四极共振因为两条平行的硼烯条带沿x方向的晶向是Y晶向,所以被称为Y 暗模式这种由X明模式与Y暗模式耦合形成的P I T被称为XYP I T 另一种P I T超材料构型如图(c)所示在此构型下,所有的硼烯条带沿着x和y方向的晶向都分别是X和Y晶向,因此左边单个硼烯条带是在Y晶向上产生Y明模式,右边两条平行的硼烯条在X晶向上产生X暗模式,它们耦合形成的P I T被称为YXP I T 根据上述分析,时域有限差分算法(F D T D)用于模型的数值仿真在仿真过程中,x和y方向上采用周期性边界条件,并将完美匹配层(PML)应用于z方向硼烯纳米条带三聚体由均匀网格所包裹,网格的最小步长设置为xyz n m 入射光沿着负z轴方向入射,且线偏振方向沿y轴图中的具体结构参数 为l n m,l n m,ww n m,l n m,l n m,ww n m 两种构型中,两条平行条带间的间距d都是 n m,周期px和py都是 n m,明暗模式之间的耦合距离s都是n m(a)(b)(c)(d)zyxxyzpxpypypxl3硼烯衬底图(a)XYP I T超材料构型示意图;(b)XYP I T超材料构型单个周期内的详细结构示意图;(c)YXP I T超材料构型示意图;(d)YXP I T超材料构型单个周期内的详细结构示意图F i g (a)S c h e m a t i cm o d e l o f t h eXYP I Tm e t a m a t e r i a l;(b)D e t a i l e ds t r u c t u r e i nas i n g l ec y c l eo f t h eXYP I Tm e t a m a t e r i a l;(c)S c h e m a t i cm o d e l o f t h eYXP I Tm e t a m a t e r i a l;(d)D e t a i l e ds t r u c t u r e i nas i n g l ec y c l eo f t h eYXP I Tm e t a m a t e r i a l第期孙怡聪,等各向异性的硼烯等离激元诱导透明超材料仿真结果和理论分析为了证明硼烯超材料中的P I T效应,首先用F D T D分别数值仿真了两种构型中单个明模式的透射谱图(a)和(b)分别展示出了单个X明模式和单个Y 明模式的透射光谱,其中硼烯的载流子浓度固定为 m为了方便比较,X明模式和Y 明模式被设计成具有完全相同的尺寸对于X明模式,可以在 n m处观察到单个共振谷对于Y 明模式,由于硼烯的各向异性电导率,共振谷红移到 n m 硼烯的各向异性电导率会导致工作波长发生变化,这同样反映在暗模式尺寸的设计中在XYP I T构型中,为了使Y 暗模式的共振波长与X明模式的电偶极共振波长一致,因而减小了Y 暗模式的横向尺寸,为构建更高集成度的P I T器件提供了空间而在YXP I T构型中,X暗模式的横向尺寸则被设计得更长1 2001 4001 6001 800波长/nm2 6002 8003 0003 200波长/nm1.00.80.60.40.20.01.00.80.60.40.20.0透射率透射率XEYE(a)(b)图(a)单个X明模式的透射谱,插图内显示了硼烯条带的晶向和外部电场方向;(b)单个Y明模式的透射谱,插图内显示了硼烯条带的晶向和外部电场方向F i g (a)T r a n s m i s s i o ns p e c t r ao f t h eX b r i g h tm o d e,t h ec r y s t a l l o g r a p h i cd i r e c t i o no fb o r o p h e n ea n dt h e e x t e r n a le l e c t r i c f i e l dd i r e c t i o na r ed e p i c t e d i nt h e i n s e t;(b)T r a n s m i s s i o ns p e c t r ao f t h eY b r i g h tm o d e,t h ec r y s t a l l o g r a p h i cd i r e c t i o no fb o r o p h e n ea n dt h e e x t e r n a l e l e c t r i c f i e l dd i r e c t i o na r ed e p i c t e d i nt h e i n s e tXYP I T和YXP I T两种构型的透射光谱分别如图(a)和(b)所示,其中硼烯的载流子浓度固定为 m与基于各向同性材料的P I T系统不同,如基于金属的P I T系统中只能观察到单个P I T共振,而本文中的两种构型则分别实现了两个不同波段的P I T共振图(a)中,在 n m和 n m的两个透射谷之间,出现了中心波长为 n m的透明窗口而在图(b)中,透明窗口的中心波长移动到 n m,两个透射谷则分别移动到 n m和 n m 在结构上层距离硼烯条带n m处放置了频域场监控器计算电场z分量分布,以进一步阐明P I T效应在XYP I T透射谱中,频域场监控器测得位于 n m和 n m处透射谷的电场z分量分布,如图(c)和(e)所示,可以发现明暗模式中都分布有电场,而测得位于 n m处透明窗口的电场分布,如图(d)所示,可以发现明模式中的电场几乎完全消失了在YXP I T透射谱中,频域场监控器测得位于 n m和 n m处透射谷的电场分布,如图(f)和(h)所 示,同 样 可 以 发 现 明 暗 模 式 中 都 分 布 有 电 场,而 测 得 位 于 n m处透明窗口的电场分布,如图(g)所示,同样可以发现明模式中的电场几乎完全消失了这种现象可以被解释为明暗模式间的近场耦合导致电磁能量从明模式转移到了暗模式中,从而导致了透明窗口的出现湘潭大学学报(自然科学版)年1 2001 4001 6001 800波长/nm2 6002 8003 0003 200波长/nm(a)(b)1.000.950.900.850.800.751.000.950.900.850.800.75透射率透射率图(a)XYP I T超材料的透射谱;(b)YXP I T超材料的透射谱;(c)(e)XYP I T透射谱中分别位于 n m、n m和 n m处的电场z分量分布图;(f)(h)YXP I T透射谱中分别位于 n m、n m和 n m处的电场z分量分布图F i g (a)T r a n s m i s s i o ns p e c t r ao f t h eXYP I Tm e t a m a t e r i a l;(b)T r a n s m i s s i o ns p e c t r ao f t h eYXP I Tm e t a m a t e r i a l;(c)(e)T h e r e l a t e dz c o m p o n e n t e l e c t r i c f i e l dd i s t r i b u t i o n s o f t h eXYP I Ta t n m,n ma n d n m;(f)(h)T h e r e l a t e dz c o m p o n e n t e l e c t r i c f i e l dd i s t r i b u t i o n so f t h eYXP I Ta t n m,n ma n d n m1 2001 4001 6001 800波长/nm1.00.80.61.00.80.61.00.80.61.00.80.61.00.80.6透射率1400640600430250s=29 nms=23 nms=17 nms=11 nms=5 nm图(a)(e)XYP I T构型在不同耦合距离下的透射谱,其中F D T D的计算结果用小球表示,理论计算结果用实曲线表示;(f)(j)透明峰中心波长处硼烯条带上的总电场分布F i g (a)(e)T r a n s m i s s i o ns p e c t r ao f t h eXYP I Tf o rv a r i o u s c o u p l i n gd i s t a n c e s a s c a l c u l a t e dn u m e r i c a l l yb yF D T D(s p h e r e s)a n dt h e o r e t i c a l l yb yc o u p l e do s c i l l a t o rm o d e l(s o l i d l i n e s);(f)(j)T h e t o t a l e l e c t r i c f i e l do f t h eb o r o p h e n en a n o s t r i p s a t t h e t r a n s m i s s i o np e a k为了描述明暗模式之间耦合强度的静态可调性,在图和图中(小球表示)分别展示了两种构型在不同明暗模式耦合距离s下的透射光谱,其中硼烯的载流子浓度固定为 m在XYP I T构 型 的 透 射 谱中,如图(a)到(e)所示,当明暗模式的耦合距离为 n m时,在 n m处观察到单一共振谷这表明当耦合距离较远时,明暗模式之间的耦合极弱,入射的y 偏振平面波仅激发了明模式的电偶极共振随着耦合距离持续减小,明暗模式之间的近场耦合变得更强,导致宽共振波段内出现了透明窗口,而两个透射谷向两侧移动当明暗模式之间的耦合距离为n m时,在 n m处获得了透射振幅为 的透明窗口YXP I T构型也具有类似的光谱特征,如图(a)到(e)第期孙怡聪,等各向异性的硼烯等离激元诱导透明超材料所示透射率1.00.91.00.91.00.91.00.91.00.98003502502001502 6002 8003 000 3 200波长/nms=17 nms=14 nms=11 nms=8 nms=5 nm图5(a)(e)Y-X PIT构型在不同耦合距离下的透射谱，其中FDTD的计算结果用小球表示，理论计算结果用实曲线表示；(f)(j)透明峰中心波长处硼烯条带上的总电场分布Fig.5(a)-(e)Transmission spectra of the Y-X PIT forvarious coupling distances as calculated numerically byFDTD(spheres)and theoretically by coupled oscillatormodel(solid lines);(f)-(j)The total electric field of theborophene nanostrips at the transmission peak改变XYP I T构型中明暗模式之间的耦合距离时,透明峰处的电场分布同样显示出剧烈的变化,如图中右边对应的场图所示当明暗模式之间的耦合距离为 n m时,电场分布主要集中在明模式硼烯条带的两端,形成一个电偶极子共振且具有较高的场增强而随着耦合距离s的减小,明暗模式开始耦合,可以观察到明模式中的电场分布向暗模式转移,明模式的激发被逐渐抑制耦合距离为n m时,明模式呈现出相对透明的状态,这表明减小耦合距离会使明暗模式间的耦合增强从而使P I T效应变得更显著在YXP I T构型中也有着相似的电场分布变化趋势,如图右边对应的场图所示为了更直观地展示两个透明窗口在宽波长范围内具有良好的主动调谐性,在图中,分别将两种构型的透射系数绘制为载流子浓度和波长的函数,且两种构型中明暗模式之间的耦合距离s都被固定在n m XYP I T构型下载流子浓度和透明窗口频谱位置的关系如图(a)所示,随着硼烯的载流子浓度n(m到 m)的增加,透明窗口的中心波长从 m蓝移 到 m YXP I T构 型 下 载 流 子 浓 度 和 透 明 窗 口 频 谱 位 置 的 关 系 如图(b)所示,当硼烯的载流子浓度n从 m调整到 m时,透明窗口的中心波长从 m蓝移到 m 此外,对于图中两种构型下的P I T共振,都能观察到峰和谷之间的对比度随着载流子浓度增加而提高的现象,这种现象可以被认为是P I T效应随着载流子浓度的增加而变得更显著8642876543(a)(b)载流子浓度/（m-2）载流子浓度/（m-2）0.630.8111.522.5322.533.54波长/m波长/m1110191019图(a)XYP I T构型下载流子浓度和透明窗口频谱位置的关系;(b)YXP I T构型下载流子浓度和透明窗口频谱位置的关系F i g (a)T r a n s m i s s i o nm a p p i n gb e l o n g s t o t h eXYP I T;(b)T r a n s m i s s i o nm a p p i n gb e l o n g s t o t h eYXP I TP I T效应中的近场相互作用也可以用型原子三能级模型来类比左边的单个硼烯条带对应于明模式|bA()ei t,其具有激励频率 和阻尼率,而暗模式|dA()ei t可以由右边两条平行的硼烯条带表示,其具有激励频率 和阻尼率在这个系统中基态湘潭大学学报(自然科学版)年|到明模式|b之间的跃迁是偶极允许跃迁,因此明模式可以直接被入射的y 偏振平面波激发而基态|不能直接跃迁到暗模式|d,因为基态|到暗模式|d之间是一个偶极禁止跃迁,这对应暗模式不能直接被入射的y 偏振平面波激发,只能被明模式激发因此出现了两条可能的激发路径|b 与|b|d|b,也正是这两条路径之间的相消干涉导致了P I T效应为了定量地描述本文中基于硼烯的P I T效应,谐振子理论模型可用于这种明暗模式间干涉现象的理论解析:i iAAg E,()式中:g为明模式和入射光之间耦合的几何参数;为描述明暗模式之间耦合的耦合系数因此,可以得到透射和频率之间的函数关系:Tg i()i()i(),()1010.11010.10.01y1y2ky1y2ky1y2ky1y2k51015202530耦合距离/nm57911131517耦合距离/nm2345678载流子浓度/（m-2）2345678载流子浓度/（m-2）1010.10.011010.1频率/THz频率/THz频率/THz频率/THz频率/THz(a)(b)(c)(d)10191019图(a)和(b)XYP I T和YXP I T构型的拟合参数随耦合距离的变化趋势(固定载流子浓度为 m);(c)和(d)XYP I T和YXP I T构型的拟合参数随载流子浓度的变化趋势(固定明暗模式耦合距离为n m)F i g (a)a n d(b)U n d e r t h e f i x e dc a r r i e rd e n s i t yo fn m,v a r i a t i o nt r e n do f t h e f i t t i n gp a r a m e t e r s o ft h eXYP I Ta n dYXP I Tw i t hc o u p l i n gd i s t a n c e;(c)a n d(d)U n d e r t h e f i x e dc o u p l i n gd i s t a n c eo fsn m,v a r i a t i o nt r e n do f t h e f i t t i n gp a r a m e t e r s o f t h eXYP I Ta n dYXP I Tw i t hc a r r i e rd e n s i t y随后,公式()用于拟合图和图中的F D T D数值仿真透射谱,结果用实曲线显示在了同一图中,以便直接比较,且理论结果与数值仿真符合得很好固定硼烯载流子浓度为 m时,两种构型中的拟合参数与耦合距离的关系分别展示在图(a)和(b)中,以阐明P I T效应随耦合距离的演化过程接下来的讨论主要集中于图(a)中X YP I T构型的拟合参数在近场耦合的情况下,明暗模式之间的耦合距离增加,减小了它们之间的耦合强度,导致了耦合系数下降当耦合距离s从n m增加到 n m时,明模式的阻尼率第期孙怡聪,等各向异性的硼烯等离激元诱导透明超材料基本上保持恒定在 TH z,但是当耦合距离s从 n m增加到 n m时,明模式的阻尼率显著增加两个部分构成了明模式硼烯条带的阻尼率:一部分是辐射阻尼,另一部分是由硼烯条带的固有损耗引起的非辐射阻尼耦合距离s从 n m增加到 n m的过程中,左侧硼烯纳米条带(明模式)的电场分布明显增强这是因为明暗模式间耦合减弱,对明模式的抑制作用逐渐消失,从而导致明模式作为电偶极天线的辐射阻尼显著增加在此过程中,辐射阻尼逐渐主导了阻尼率,对透射谱的变化产生贡献同时,暗模式的阻尼率没有明显变化,在电四极共振的情况下,硼烯的固有损耗也就是非辐射阻尼占主导,其支配暗模式的阻尼率此外,在图(c)和(d)中分别展示了两种构型下拟合参数与载流子浓度之间的关系耦合系数随着载流子浓度的增加而提高,这使得P I T效应更加显著,且解释了图中随着载流子浓度的增加,P I T共振峰和谷之间的对比度提高的现象调整载流子浓度时,由于阻尼率和基本上是恒定的,因此可以认为调整载流子浓度对P I T的谱线宽度几乎没有影响这些结果进一步证明了调制P I T效应的可行性总结本文中用数值和解析的方法研究了基于硼烯的各向异性P I T超材料的近红外光谱各向异性P I T效应可以通过不同晶向上产生的明暗模式耦合来实现,这种方式为进一步开发各向异性材料带来的丰富特性提供了参考此外,通过改变硼烯条带的载流子浓度,在XYP I T构型中实现了透明窗口频谱位置从 m到 m的动态调节,在YXP I T构型中实现了透明窗口频谱位置从 m到 m的动态调节本文中的结果能为发展更紧凑的可调P I T器件提供一些参考,为发展近红外区域的光学滤波器、慢光器件和光通信提供应用价值参考文献F L E I S CHHAU E R M,I MAMO G L UA,MA R ANG O SJP E l e c t r o m a g n e t i c a l l y i n d u c e d t r a n s p a r e n c y:O p t i c s i nc o h e r e n tm e d i aJR e v i e w so fm o d e r np h y s i c s,():B O L L E RKJ,I MAMO L U A,HA R R I SSE O b s e r v a t i o no f e l e c t r o m a g n e t i c a l l y i n d u c e dt r a n s p a r e n c yJP h y s i c a l r e v i e wl e t t e r s,():L I U N,L ANG GUTHL,WE I S ST,e t a l P l a s m o n i ca n a l o g u eo f e l e c t r o m a g n e t i c a l l y i n d u c e dt r a n s p a r e n c ya t t h eD r u d ed a m p i n g l i m i tJN a t u r em a t e r i a l s,():YAN GX,YU M,KWON GDL,e ta l A l l o p t i c a la n a l o gt oe l e c t r o m a g n e t i c a l l yi n d u c e dt r a n s p a r e n c yi nm u l t i p l ec o u p l e dp h o t o n i cc r y s t a l c a v i t i e sJ P h y s i c a l r e v i e wl e t t e r s,():L U H,L IY,YU EZ,e t a l G r a p h e n e t u n e dE I T l i k ee f f e c t i np h o t o n i cm u l t i l a y e r s f o ra c t i v e l yc o n t r o l l e dl i g h t a b s o r p t i o no f t o p o l o g i c a l i n s u l a t o r sJO p t i c se x p r e s s,():WANGQ,KUAN GK,G AO H,e ta l E l e c t r o m a g n e t i c a l l yi n d u c e dt r a n s p a r e n c y l i k ee f f e c tb yd a r k d a r km o d ec o u p l i n gJN a n o m a t e r i a l s,():YANNO P A P A S V,P A S P A L AK I SE,V I T ANOV N V E l e c t r o m a g n e t i c a l l yi n d u c e dt r a n s p a r e n c ya n ds l o wl i g h t i na na r r a yo fm e t a l l i cn a n o p a r t i c l e sJ P h y s i c a l r e v i e wB,():Z HAN GS,G E N OVD A,WAN G Y,e ta l P l a s m o n i n d u c e dt r a n s p a r e n c yi nm e t a m a t e r i a l sJ P h y s i c a lr e v i e wl e t t e r s,():G AOE,L I UZ,L IH,e t a l D y n a m i c a l l y t u n a b l ed u a l p l a s m o n i n d u c e dt r a n s p a r e n c ya n da b s o r p t i o nb a s e do nas i n g l e l a y e rp a t t e r n e dg r a p h e n em e t a m a t e r i a lJO p t i c se x p r e s s,():G EJ,Y OU C,F E NG H,e ta l T u n a b l ed u a lp l a s m o n i n d u c e dt r a n s p a r e n c yb a s e do nam o n o l a y e rg r a 湘潭大学学报(自然科学版)年p h e n em e t a m a