Ультра-высокая эффективность плазмонной третьей гармоники генерации с графеном на кремниевых дифракционных решетках в среднем инфракрасном

Аннотация

Благодаря большой третьей порядка нелинейной susceptibilities графена и значительно усиленному полевому напряжению графеновых плазмонов (ГП), графен показал большой потенциал для усиления эффективности конверсии плазмонной третьей гармоники генерации (THG). Однако все еще отсутствует эффективная конфигурация, которая может возбуждать фундаментальную частоту (FF) ГП и направлять сгенерированные третьей гармоники частоты (THF) ГП одновременно. Здесь мы предложили дифракционную кремниевую решетку под графеновым слоем для генерации и передачи THF ГП. FF ГП эффективно возбуждаются нормально падающей плоской волной благодаря резонансу управляемой моды и затем конвертируются в THF ГП с большой эффективностью конверсии, исходящей от гигантского полевого напряжения FF ГП. Мы численно демонстрируем, что большая эффективность конверсии третьей гармоники генерации 3,68 × 10⁻⁷ может быть реализована с малой падающей плотностью мощности 0,19 МВт/см² при 28,62 мкм. Кроме того, сгенерированные THF ГП могут эффективно направляться вдоль низкопотерь ГП волноводов, соединенных с обеих сторон участка решетки. Наши результаты могут стимулировать создание графеновых источников света для среднего и дальнего инфракрасного кремниевой фотоники.

Введение

Гармоническая генерация — нелинейный оптический процесс, в котором N фотонов с одинаковой частотой ω, взаимодействующих с нелинейным материалом, комбинируются для генерации новых фотонов с частотой Nω. Как средство расширения когерентных источников света к коротким длинам волн, третья гармоника генерация (THG) привлекла огромный исследовательский интерес. Конвенционально, высокая эффективность гармонической генерации реализуется в экзотических кристаллах, но что компрометирует высокую плотность фотонной интеграции. Кремний стал зрелым выбором материала как оптический информационный носитель для передачи световых сигналов в высокоинтегрированных фотонных схемах. Нелинейные оптические эффекты, такие как стимулированное Рамановское рассеяние и THG, имеют большой потенциал для расширения функциональности кремниевой фотоники. Однако эффективная световая эмиссия с использованием кремния остается сложной проблемой из-за его непрямого запрещенного зазора. Использование нелинейных оптических взаимодействий, таких как THG, кажется весьма перспективным подходом для обеспечения когерентного света для кремниевой фотоники. В общем, THG эффективность конверсии (CE) для оптического волновода может быть усилена использованием фазового согласования между фундаментальной модой и третьей гармоникой моды. Этот метод обычно требует сложных конфигураций, которые обычно трудно реализовать в практике. Эффективный и надежный метод для усиления THG CE может быть сделан увеличением световой интенсивности внутри нелинейного материала, что дает возможность ослабить строгие требования к фазовому согласованию. Это недавно реализовано использованием ультра-высокого качества фактора медленного света кремниевых фотонных кристаллов, малых модальных объемов силикатов микростержней и поверхностных плазмонов. Сообщалось, что кремниевые фотонные кристаллы улучшили THG CE до порядка ~10⁻⁷ благодаря сниженной групповой скорости c/40. Совсем недавно поверхностные плазмоны доказали способность увеличивать THG CE до порядка 10⁻⁵ благодаря тесному электрическому полевому усилению.

В последние годы рабочая длина волны кремниевой фотоники расширилась до среднего и дальнего инфракрасных (ИК) регионов из-за многих потенциальных приложений таких как химическое и биологическое сенсирование. Использование плазмоники в среднем и дальнем ИК регионах привлекательно, потому что распространения потерь плазмонного волновода драматически снижаются на более длинных длинах волн и также потому что модальное сечение таких волноводов субдлинноволновое, что значительно усиливает свет-вещество взаимодействия такие как THG конверсия. Недавние исследования доказали, что графен служит отличным нелинейным оптическим материалом для усиления нелинейного эффекта, ведущего к различным приложениям включая четырехволновое смешение, THG, всеоптическое переключение и оптическую бистабильность, благодаря его большой третьей порядка нелинейной оптической susceptibilities. Особенно, наблюдаемый порог оптической бистабильности может быть сильно снижен, благодаря большой третьей порядка нелинейной оптической susceptibilities графена. Более интересно, в отличие от плазмонной моды в металлах, графеновые плазмоны (ГП) имеют значительно большие волновые векторы а также намного более высокое ограничение света, что указывает на способность дальнейшего усиления CE THG. Однако прямое сцепление между фундаментальной частотой (FF) ГП и излучающими волнами предотвращается из-за их импульсного несоответствия, что делает реализацию этой схемы трудной на практике. Именно по этой причине исследователи использовали резонанс управляемой моды решеток для решения проблемы сцепления. Предложенная схема в Ref. [18] намеренно спроектирована для прямого возбуждения FF ГП и следовательно усиления CE третьей гармоники частоты (THF) свободно-пространственных волн в терагерцовом домене.

В этой статье мы также использовали резонанс управляемой моды решеток для эффективного возбуждения FF ГП на графеновых листах. В отличие от конфигурации в Ref. [18] где ГП используются для усиления CE THF свободно-пространственных волн в терагерцовом домене, здесь ГП используются для генерации THF ГП на инфракрасных частотах на кремниевом чипе. Гигантское полевое напряжение FF ГП в комбинации с большой третьей порядка нелинейной susceptibilities графена приводит к заметно усиленной CE THF ГП на графеновом листе в среднем и дальнем ИК регионах. Мы отмечаем предыдущее исследование на использовании квази-фазового согласования условия для улучшения CE THF ГП на графеновой поверхности. Однако мы подчеркиваем здесь, хотя высокая CE между FF и THF ГП достижима в Ref. [13], прямое сцепление между излучающими волнами и ГП отсутствует. В противовес, представленная схема не только может напрямую сцепляться с пространственными FF волнами, но и высокоэффективно генерировать THF ГП, делая предложение подходящим для интеграции на кремниевой фотонной платформе. Кроме того, продемонстрированные плазмонные частотные конвертеры имеют преимущества компактности и высокой CE, при этом требуя малую падающую мощность.

Методы

Поверхностная проводимость графена может быть оценена широко используемой Кубо формулой под предположением химического потенциала (также называемого ферми-энергией), μ_c. В инфракрасных и терагерцовых частотах, с |μ_c| ≫ k_BT (k_B — постоянная Больцмана, T — температура), поверхностная проводимость графена может быть аппроксимирована как

$$ {\displaystyle \begin{array}{l}{\sigma}_g=i\frac{e^2{k}_BT}{\pi {\mathrm{\hslash}}^2\left(\omega +i{\tau}^{-1}\right)}\left[\frac{\mu_c}{k_BT}+2\ln \left(\exp \left(-\frac{\mu_c}{k_BT}\right)+1\right)\right]\\ {}\kern2.25em +i\frac{e^2}{4\pi \mathrm{\hslash}}\ln \left[\frac{2\left|{\mu}_c\right|-\mathrm{\hslash}\left(\omega +i{\tau}^{-1}\right)}{2\left|{\mu}_c\right|+\mathrm{\hslash}\left(\omega +i{\tau}^{-1}\right)}\right]\end{array}} $$ (1)

где e — заряд электрона, ℏ — приведенная постоянная Планка, ω — угловая частота, и τ — время релаксации импульса, представляющее механизм потерь. В нашем исследовании рабочая температура предполагается T = 300 К. Рассматривая отдельный графеновый лист как не взаимодействующий монослой, оптическая проводимость малослойного графена nσ_g, где n — число графеновых слоев (n < 6). Мы моделируем графен как анизотропный материал и эффективная в-плоскостная диэлектрическая проницаемость может быть записана как.

$$ {\varepsilon}_x={\varepsilon}_z=1+\frac{in{\sigma}_g{\eta}_0}{k_0{d}_g} $$ (2)

где η₀(=377 Ом) — импеданс воздуха, k₀ — волновой вектор в воздухе, и d_g — общая толщина n-слойных графеновых листов. Внеплоскостная диэлектрическая проницаемость графена, ε_y, сохраняется постоянной в 2,5 независимо от ферми-уровня.

Результаты и обсуждение

Возбуждение FF ГП с кремниевой решеткой

Во-первых, мы рассматриваем возбуждение FF ГП и генерацию THF ГП на графеновых листах, удерживаемых диэлектрической решеткой (GSSDG) как показано на Рис. 1. Учитывая практическую ситуацию, что площадь графена может быть сотни раз больше участка решетки, предполагается, что графеновые листы плоские на вершине решеток и не конформируются к решеткам. Мы отметили некоторые исследования на ГП, поддерживаемых графеновыми листами, удерживаемых решетками, где графеновые листы предполагаются плоскими. Особенно, мы находим экспериментальные результаты хорошо согласуются с результатами моделирования, где графеновые листы предполагаются плоскими в моделировании. GSSDG предполагается бесконечным вдоль x направления и периодическим вдоль z направления. Толщина кремниевого решетчатого слоя под графеновыми листами предполагается 2 мкм. В этом случае решетчатый слой может быть рассмотрен бесконечно толстым в моделировании, так как кремниевый субстрат под решеткой не влияет на распределение поля ГП в воздух-графен-решетка модели. Дисперсионное соотношение ГП, поддерживаемых этой конфигурацией, может быть выражено как.

$$ \frac{\varepsilon_{r1}}{\sqrt{\beta^2-{\varepsilon}_{r1}{k}_0^2}}+\frac{\varepsilon_{r2}}{\sqrt{\beta^2-{\varepsilon}_{r2}{k}_0^2}}=-\frac{in{\sigma}_g}{{\omega \varepsilon}_0} $$ (3)

где β — постоянная распространения ГП вдоль z- оси, ε₀ — диэлектрическая проницаемость в воздухе, и ε_r1(=1) и ε_r2 — диэлектрические константы диэлектрических сред выше и ниже графеновых слоев соответственно. Поскольку период решетки намного меньше длины волны света в воздухе, кремниевая решетка может быть приближенно смоделирована как эффективная среда с эквивалентной диэлектрической проницаемостью.

$$ {\varepsilon}_{r2}=f{\varepsilon}_{\mathrm{silicon}}+\left(1-f\right){\varepsilon}_0 $$ (4)

где ε_silicon(=11,9) — диэлектрическая проницаемость кремния на инфракрасных и терагерцовых частотах, и f(=w/p) — коэффициент заполнения кремния (f зафиксирован в 0,5 в этой работе).

Дисперсионное соотношение ГП на GSSDG для разных параметров (τ, μ_c и d_g) показано на Рис. 2. Во всей работе двухмерное конечно-разностное временное доменное (FDTD) с коммерческим программным обеспечением Lumerical FDTD Solution проводится для числового моделирования. В моделировании этой части идеально согласованные слой границы и периодические границы используются в y и z направлениях соответственно, в то время как вся структура предполагается бесконечной вдоль x направления. Размеры ячеек 0,1 нм вдоль y направления и 10 нм вдоль z направления используются для описания графена, в то время как неравномерные ячейки с максимальным значением 20 нм вдоль y направления и равномерная ячейка 10 нм вдоль z направления принимаются в регионах помимо графеновых листов. Можно видеть на Рис. 2a, d, g, что в рассматриваемом диапазоне длин волн волновой вектор ГП в десятки раз больше чем в воздухе, что указывает на то, что оптическое поле ГП сильно ограничено на графеновой поверхности. Однако фазовое несоответствие между ГП и излучающими волнами предотвращает прямое сцепление между ними. Кремниевая дифракционная решетка под графеновыми листами, показанная на Рис. 1, может предоставить дополнительный импульс для преодоления разницы волновых векторов так, что FF ГП могут быть эффективно возбуждены нормально падающей плоской волной. Период решетки, p, должен удовлетворять фазовому согласованию уравнению как

$$ \operatorname{Re}\left({\beta}_{\mathrm{FF}}\right)=j2\pi /p+{k}_0\sin \theta $$ (5)

где β_FF — постоянная распространения FF ГП вдоль z-оси, j — порядок дифракции, и θ — угол падения. Для возбуждения FF ГП эффективной длины волны λ_FF с фундаментальным порядком дифракции j = 1 под условием нормального падения θ = 0, следующее выражение должно выполняться

$$ {\lambda}_{\mathrm{FF}}=\operatorname{Re}\left({n}_{\mathrm{eff}}\right)p $$ (6)

Рисунок 2 представляет зависимость вещественной [Re(n_eff)] и мнимой [Im(n_eff)] частей эффективных показателей преломления и абсорбции от длины волны с разными значениями τ, μ_c и d_g. Очевидно объясняет, как параметры графена влияют на возбужденные FF ГП под освещением нормально падающей x-поляризованной плоской волны FF, где период решетки зафиксирован в 4 мкм. И вещественная [Re(n_eff)] и мнимые части [Im(n_eff)] эффективных показателей преломления FF ГП уменьшаются с увеличением длины волны света в рассматриваемом диапазоне (Рис. 2a, b, d, e, g, h). Это означает, что с более короткой длиной волны света ГП сильнее ограничены вокруг графеновых листов, результатом большей постоянной распространения и более высоких потерь распространения. Абсорбция высоко чувствительна к длине волны и резко возрастает по мере приближения падающей длины волны к резонансной длине волны (Рис. 2c, f, i). Время рассеяния носителей τ определяет подвижность носителей μ в графене как \( \tau ={\mu \mu}_c/e{\nu}_F^2 \) с ферми-скоростью ν_F = 9,5 × 10⁴ м/с. Учитывая, что подвижность носителей μ > 10 м²В⁻¹с⁻¹ была экспериментально достигнута в высококачественном подвешенном графене, что ведет к τ > 1,5 пс, наша установка τ ≤ 0,5 пс может консервативно отражать практические транспортные потери графена. τ, ассоциированное с подвижностью носителей μ, нежно влияет на Re(n_eff) и возбуждаемую длину волны FF ГП, но сильно влияет на Im(n_eff) и абсорбцию (Рис. 2a–c). Усиленное μ_c уменьшает Re(n_eff) и Im(n_eff) одновременно, следовательно снижает резонансную длину волны FF ГП соответственно (Рис. 2d–f). Re(n_eff), Im(n_eff) и резонансная длина волны FF ГП уменьшаются с увеличением толщины графена, соответствующего числу графеновых слоев (Рис. 2g–i).

В следующем мы берем τ = 0,5 пс, μ_c = 0,65 эВ и d_g = 1 нм как примеры. Дисперсионное соотношение ГП на GSSDG показано на Рис. 3a, где вычисленные дисперсионные кривые хорошо согласуются с результатами моделирования, полученными коммерческим ПО Lumerical FDTD Solutions. Рис. 3b показывает оптический отклик графеновых листов с и без кремниевой решетки. Можно четко видеть, что эффективность абсорбции (свыше 20%) заметно усилена при λ = 28,62 мкм при включении решетки (p = 4 мкм). В противовес, эффективность абсорбции сохраняется на низком уровне (ниже 2%) по всему рассматриваемому спектральному диапазону если решетка не учитывается. Заметно усиленная абсорбция для первого случая может быть атрибутирована возбуждению ГП при λ = 28,62 мкм. Мы можем найти из распределений |E| при λ = 28,62 мкм (Рис. 3c) что возбужденные ГП — это фундаментальный резонанс управляемой волны (j = 1). Можно видеть на Рис. 3d что резонансная длина волны фундаментальной моды относительно периода решетки из численных симуляций, хорошо согласуется с теоретическим результатом, предсказанным уравнением (6).

Стоит отметить, что сильно усиленное плазмонное поле на графеновой поверхности происходит из-за значительного снижения групповой скорости FF ГП (в десятки раз меньше скорости света в воздухе). Плазмонное поле претерпевает электрическое поле усиление в 5 раз выше чем падающие плоские волны, что может быть высоко ожидаемо для генерации THF ГП с значительно усиленной CE в комбинации с большой третьей порядка оптической нелинейностью графена. Нелинейный отклик графена может быть описан нелинейным коэффициентом проводимости определенным как.

$$ {\sigma}_3\left(\omega \right)=i\frac{3{e}^2{\left({ev}_F^2\right)}^2}{32\pi {\mathrm{\hslash}}^2{\mu}_c{\omega}^3} $$ (7)

где ферми-скорость ν_F = 9,5 × 10⁴ м/с.

Генерация THF ГП

Затем мы сравниваем электрическое полевое напряжение THF ГП на графеновой поверхности когда графеновые листы удерживаются с и без решетки. Граничные условия в FDTD симуляциях те же что используются в Рис. 2 и 3. Нормализованная электрическая полевная интенсивность (NEFI) как функция длины волны представлена на Рис. 4a, когда графеновые листы освещаются нормально падающей непрерывноволновой (CW) светом с плотностью мощности 0,11 МВт/см² и центральной длиной волны 28,62 мкм. Здесь NEFI получается нормализацией электрической полевой интенсивности к ее значению при 28,62 мкм (FF) с решеточной структурой. Можно наблюдать, что явный пик происходит при THF в NEFI спектре с решеточной структурой (GSSDG), по сравнению с NEFI спектром без вовлечения решетки. Определяя CE как \( {\int}_0^p{P}_y^{THF} dz/\left({P}^{FF}p\right) \), где \( {P}_y^{THF} \) — y компонента вектора Пойнтинга при THF, и P^FF — плотность мощности падающего света, CE достигает 5,71 × 10⁻⁷ для GSSDG. Легко заключить, что возбуждение FF ГП способствует усилению CE THF ГП. Полевые распределения вещественной части E_y при THF показанные на Рис. 4b подтверждают генерацию THF ГП на графеновой поверхности.

GSSDG как источник света для среднеинфракрасной кремниевой фотоники

Мы далее рассматриваем использование GSSDG плазмонного длины волны конвертера для прямого обеспечения источника света для кремниевых интегрированных фотонных схем. Как пример показан на Рис. 5a, два графен-кремниевых плазмонных волновода (GSPW) присоединены к GSSDG с обеих сторон. GSPW выбраны так, что они способны направлять ГП по широкому спектральному диапазону покрывающему FF и THF ГП. Поскольку модальные полевые распределения FF и THF GP мод в GSSDG (асимметричные относительно графеновой поверхности) демонстрируют сильное сходство с GP модами, поддерживаемыми на GSPW, можно заключить, что, как только участок решетки освещается нормально падающими FF волнами, сгенерированные FF и THF ГП выше участка решетки могут эффективно сцепляться с GSPW с обеих сторон. Мы выполнили FDTD симуляции для валидации нашего предсказания. Идеально согласованные слой границы используются в обоих y и z направлениях в моделировании. Мы смоделировали нормально падающую FF световую волну, падающую на участок решетки, и показали электрические полевые распределения для FF и THF ГП (Рис. 5b, c). Тотал-филд/скэттерд-филд источник света используется чтобы гарантировать, что только участок решетки освещается падающим светом в симуляции. Идеально поглощающая граница использовалась для полного поглощения всех световых волн, достигающих границы вычислительной области. Рис. 5b показывает FF ГП возбуждаются на графеновой поверхности выше участка решетки и затем распространяются вдоль GSPW с обеих сторон. Из Рис. 5c мы можем дальше найти появление THF ГП на графеновой поверхности, как в участке решетки, так и в GSPW. Здесь CE определяется как

$$ \mathrm{CE}=\int {P}_z^{T\mathrm{HF}}\mathrm{dz}/\left({P}^{\mathrm{FF}}{N}_pp\right) $$ (8)

где \( {P}_z^{\mathrm{THF}} \) — z-компонента вектора Пойнтинга при THF, \( \int {P}_z^{\mathrm{THF}}\mathrm{dz} \) — выходная плотность мощности THF GP в GSPW, P^FF — плотность мощности падающих FF световых волн, и N_p — число периодов решетки. Можно видеть на Рис. 5d, что CE THG достигает максимального значения 3,68 × 10⁻⁷ (−64,3 дБ) на границе решетки и экспоненциально затухает вдоль направления распространения из-за омического абсорбционного потери от графена.

Важно обсудить факторы, влияющие на THG CE, который ключевой для оценки производительности устройства THG длины волны конвертера. Для THG процесса всегда ожидают достичь наибольшей CE с относительно малой насосной мощностью. Предыдущие исследования демонстрировали, что увеличение локальной полевой интенсивности в третьей порядка нелинейных материалах дает замечательное улучшение CE THG с значительно сниженной насосной мощностью. Рис. 6a показывает влияние плотности мощности падающих световых волн на максимальную CE в GSPW, которая увеличивается с плотностью мощности. Обратите внимание, что максимальная CE достигает до 3,68 × 10⁻⁷ даже если плотность мощности падающих световых волн настолько низка как 0,19 МВт/см², что на 6–7 порядков меньше чем в том же спектральном диапазоне. Мы показываем на Рис. 6b что используемое число периодов решетки, N_p, также влияет на CE в GSPW. Когда N_p увеличивается, уменьшающаяся часть THF ГП, сгенерированных в центре решетки, достигает GSPW из-за усиленных потерь распространения, индуцированных графеновым абсорбцией. Тем не менее, входная мощность, ассоциированная с N_p, представляет линейное усиление. Следовательно, максимальная CE THF ГП уменьшается с увеличением N_p. Мы подчеркиваем здесь, что абсолютная выходная плотность мощности THF ГП должна быть более значимой для руководства дизайном THG длины волны конвертера для практических приложений, когда падающая плотность мощности фиксирована. Хотя максимальная CE THF ГП лежит при N_p = 2 в нашем случае, выходная плотность мощности THG приближается к максимуму когда N_p ≥ 3 (Рис. 6b). Поэтому мы использовали 3 периода решетки для демонстрации генерации THF ГП в GSPW. Для будущей экспериментальной реализации с текущим дизайном, площадь входного FF источника превышает область решетки и сохраняется постоянной при генерации THF GP с разными числами решеток. В этом случае CE должна быть записана как

$$ \mathrm{CE}=\int {P}_z^{\mathrm{THF}}\mathrm{dz}/\left({P}^{\mathrm{FF}}S\right) $$ (9)

где площадь FF источника, S, постоянна. Таким образом, выходная плотность мощности будет пропорциональна CE, и следовательно, необходимо правильно выбрать оптимальное число решетки для максимизации выходной плотности мощности THF GP.

Физические характеристики графена также могут влиять на производительность устройства THF ГП, как только изученная структура показана на Рис. 5а готова. Ферми-энергия, μ_c, и число графеновых слоев значительно изменят резонансную длину волны FF ГП (Рис. 2f, i) и поэтому также влияют на генерацию длины волны THF ГП. В противовес, τ, ассоциированное с подвижностью носителей μ, едва влияет на резонансную длину волны FF ГП как и генерацию длины волны THF ГП (Рис. 2c). Однако потери распространения FF ГП и THF ГП могут быть снижены использованием намного большего τ (Рис. 2b), что тем самым заметно увеличивает CE THF ГП. Учитывая, что подвижность носителей μ > 10 м²В⁻¹с⁻¹ (τ > 1,5 пс) достижима в эксперименте, наши результаты симуляции (τ= 0,5 пс) показанные на (Рис. 3, 4, 5 и 6) могут консервативно представить производительность устройства THF GP генератора на Рис. 5а.

Наконец, стоит обсудить влияния шероховатости поверхности графеновых листов на производительность устройства. Шероховатость поверхности графена может потенциально рассеивать плазмон, и следовательно, плазмонные потери будут усилены. Предложенный THF GP генератор показанный на Рис. 5 может быть fabriцирован на основе текущей микро/нано фабрикационной технологии. Можно сначала накатить 270-нм толстый полиметилметакрилат (PMMA) на кремниевый субстрат. PMMA слой разрабатывают с MIKE/IPA после последующего электронно-лучевого литографического процесса. После этого 60-нм толстый Cr слой осаждают на резист электронно-лучевым испарением осаждения. Кремниевая решетчатая подложка может быть сформирована травильными техниками такими как индуктивно-связанная плазма машина. После мокрого травления метода, остаточный Cr слой удаляется мокрым травлением методом. В конце, графеновые листы переносят на кремниевую решетку для формирования финальной структуры показанной на Рис. 5.

Заключение

Мы численно продемонстрировали генерацию THF ГП в графеновом листе на кремниевых решетках с нормально падающими плоскими волнами в среднем и дальнем ИК регионах. Показано, что THF ГП генерируются и передаются на графеновой поверхности, и CE драматически усилена благодаря значительно увеличенному полевому напряжению возбужденных FF ГП в комбинации с большой третьей порядка нелинейной susceptibilities графена. Сгенерированные THF ГП могут удобно сцепляться с GSPW, что сильно облегчает интеграцию графенового длины волны конвертера на кремниевой платформе. Наше предложение может стимулировать создание графеновых источников света для среднего и дальнего инфракрасного фотоники на кремниевой платформе и следовательно расширить функциональность кремниевой фотоники, такую как обработка сигналов, спектроскопия и сенсирование.

Аббревиатуры

CE:

Эффективность конверсии

CW:

Непрерывноволновый

FDTD:

Конечно-разностное временное доменное

FF:

Фундаментальная частота

GP:

Графеновый плазмон

GSPW:

Графен-кремниевый плазмонный волновод

GSSDG:

Графеновые листы, удерживаемые диэлектрической решеткой

PMMA:

Полиметилметакрилат

THF:

Третья гармоника частота

THG:

Третья гармоника генерация