Graphen

Wissenschaftliche Berichte Band 13, Artikelnummer: 1975 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Diese Arbeit schlägt ein neuartiges Design vor, das aus optofluidischen Pinzetten auf der Basis von Graphen-Nanobändern besteht, um Biopartikel mit Radien unter 2,5 nm zu manipulieren und zu sortieren. Die vorgeschlagene Struktur wurde numerisch mit der Methode der finiten Differenzzeitdomäne (FDTD) unter Verwendung der Spannungstensoranalyse (MST) von Maxwell untersucht. Die Finite-Elemente-Methode (FEM) wurde verwendet, um die elektrostatische Reaktion der vorgeschlagenen Struktur zu ermitteln. Der Hauptweg der Pinzette ist ein primärer Kanal in der Mitte der Struktur, wo der Mikrofluidfluss das Nanopartikel in Richtung dieses Kanals bewegt. Was die Widerstandskraft des Mikrofluids betrifft, neigen die Nanopartikel dazu, sich entlang der Länge des Hauptkanals zu bewegen. Die Graphen-Nanobänder werden in unterschiedlichen Abständen in der Nähe des Hauptkanals befestigt, um optische Kräfte auf die sich bewegenden Nanopartikel in senkrechter Richtung auszuüben. In dieser Hinsicht lenken in der hBN-Schicht auf dem Si-Substrat eingebettete Unterkanäle Biopartikel für bestimmte Nanopartikelgrößen und -indizes vom Hauptpfad ab. Innerhalb und um die Graphenbänder werden intensive Hotspots mit elektrischen Feldverstärkungen realisiert, die bis zu 900-mal größer sind als das einfallende Licht. Durch Anpassen des Spaltabstands zwischen dem Graphen-Nanoband und dem Hauptkanal können wir einzelne Partikel mit einer bestimmten Größe von anderen trennen und sie so in den gewünschten Unterkanal leiten. Darüber hinaus haben wir gezeigt, dass Partikel in einer Struktur mit einer großen Lücke zwischen den Kanälen eine schwache Feldintensität erfahren, was zu einer geringen optischen Kraft führt, die nicht ausreicht, um Nanopartikel zu erkennen, einzufangen und zu manipulieren. Durch Variation des chemischen Potenzials von Graphen, das mit den Variationen der elektrischen Feldintensität in den Graphenbändern verbunden ist, konnten wir eine einstellbare Sortierung von Nanopartikeln realisieren, während die Strukturparameter konstant blieben. Durch die Anpassung des Graphen-Fermi-Niveaus über die angelegte Gate-Spannung können Nanopartikel mit jedem gewünschten Radius schnell sortiert werden. Darüber hinaus haben wir gezeigt, dass die vorgeschlagene Struktur Nanopartikel anhand ihrer Brechungsindizes sortieren kann. Daher kann die gegebene optofluidische Pinzette Biopartikel wie Krebszellen und Viren von winziger Größe leicht erkennen.

Die Entwicklung mikrofluidischer und optofluidischer Systeme wird eine Revolution in verschiedenen Bereichen wie Physik, Biologie, Chemie, Medizin und Photonik auslösen. Zu den einzigartigen Eigenschaften solcher Fluidsysteme gehören schnelle und zerstörungsfreie Leistung, niedrige Kosten, hohe Effizienz, vielfältige Anwendungen und eine kompakte Stellfläche. Auch mikrofluidische Zellsortiersysteme haben mit einer Vielzahl von Methoden zur aktiven Steuerung von Zellbewegungen oder -flüssen große Aufmerksamkeit erhalten, wie etwa der elektrokinetischen Mobilisierung von Flüssigkeiten zur Bakterienzellsortierung1,2 und dielektrophoretischen Kräften3. Dennoch beeinträchtigt die Anfälligkeit von Zellen bei sehr intensiven Feldern, niedriger Geschwindigkeit und Pufferinkompatibilitäten die Effizienz herkömmlicher Mikrofluidikdesigns. Eine weitere Technik zur Manipulation und Sortierung von Zellen bei der hydrodynamischen Flusskontrolle basiert entweder auf dem Chip oder außerhalb des Chips und wird zum Sortieren lebender Zellen verwendet, da Zellen unter einem hohen elektrischen Feld weniger anfällig sind. Allerdings leidet diese Methode unter der langsamen Zykluszeit des mechanischen Schalters und dem relativ großen Flüssigkeitsvolumen in jedem Zyklus4,5.

In dieser Forschungsrichtung wurden optische Pinzetten zum Einfangen und Manipulieren von Zellen erstmals von Ashkin et al. eingeführt. im Jahr 19876. Es wurde untersucht, wie der Strahlungsdruck eines fokussierten Laserstrahls, der aus den Lichtimpulsschwankungen resultiert, eine einzelne Zelle oder ein einzelnes Partikel ohne physischen Kontakt in einem Fluidmedium einfängt oder drückt. Die auf ein Partikel ausgeübte Kraft hängt von der Größe und den optischen Eigenschaften des Partikels sowie des umgebenden Fluidmediums ab. Diese optisch induzierte Methode eröffnete einen neuen vielversprechenden Ansatz für Zellsortierungsnetzwerke in einem mikrofluidischen Medium. Das erste Einzelzellen-Sortiersystem wurde um 7 eingeführt und ermöglichte das Einfangen oder Sortieren einzelner Zellen durch auferlegte optische Kräfte. Daher löste diese Technik die genannten Probleme hinsichtlich ihrer nicht-invasiven Natur und der Fähigkeit, mit einer einzelnen Zelle zu arbeiten.

Das Funktionsprinzip herkömmlicher optischer Pinzetten in der Literatur8 basiert auf optischen Fernfeldwechselwirkungen. Bei diesen Pinzetten wurde der Brennfleck eines Objektivs mit großer numerischer Apertur (NA) entlang längerer Pfade verwendet, um bei großen Entfernungen effektiver zu sein. Diese verlängerten Einfangwege führen jedoch zu Nachteilen. Erstens ist es unmöglich, die dynamische Reaktion einzelner Moleküle zu beobachten, und zweitens schränkt die Beugungsgrenze das Subwellenlängendesign dieser Pinzetten ein. Daher wurde eine optische Pinzette entwickelt, die auf einem Nahfeld oder einer evaneszenten Welle basiert, um diese Einschränkung zu lösen9. Im Zusammenhang mit optischen Pinzetten wurde gezeigt, dass die optische Kraft eines evaneszenten Feldes ausreicht, um Mikropartikel an der Grenzfläche zweier Medien mit unterschiedlichen Brechungsindizes, beispielsweise an Glas/Wasser-Grenzflächen, zu manipulieren und einzufangen.

Dennoch sind solche evaneszenten Wellen nicht stark genug, um Nanopartikel einzufangen und zu manipulieren. Daher wurde eine Metallspitze oder Nanoapertur zur Anregung von Oberflächenplasmonenwellen (SP) eingesetzt, um die Nahfeldverstärkung zu verbessern. Doch trotz ihrer Fähigkeit, nanometergroße Einzelzellen zu verdrängen, führen die induzierten Oberflächenplasmonen in einer Metallspitze zu enormen Absorptionsverlusten, die die Einfangstabilität verringern10,11.

In den letzten Jahrzehnten haben auf Graphenplasmonen basierende Anwendungen große Aufmerksamkeit erregt, beispielsweise Sensoren12,13,14,15,16, Modulator17,18 Fotodetektoren19,20,21,22,23. Insbesondere in den letzten Jahren wurden Graphen-Plasmonik-Anwendungen in optischen Pinzetten (PT)25,26,27,28,29,30,31 eingeführt, um die genannten Nachteile zu beheben, und wurden in optofluidischen Systemen zum Sortieren von Nanopartikeln eingesetzt. In25 werden beispielsweise aktive Graphen-Plasmonenpinzetten und ein auf Größe/RI basierendes Einfangen und Sortieren von Nanopartikeln mit Radien im Bereich von 5–50 nm vorgeschlagen. Die Struktur wird durch einen Laserstrahl im mittleren IR-Frequenzbereich von 4–8 µm beleuchtet und dessen Wellenlänge und Intensität auch für die Sortierfunktion konstant gehalten. Jede Elementarzelle der Struktur besteht aus einer Graphenschicht auf einem metallischen Nanoring, der in SiO2 eingebettet ist. Innerhalb der Ringe werden starke Hotspots mit Feldverstärkungen von bis zu 150 erhalten, ohne dass scharfe Kanten erforderlich sind, wie sie bei plasmonischen Strukturen üblich sind. Graphen ist als zweidimensionales Material mit überlegenen optoelektronischen Eigenschaften wie breitbandiger Lichtabsorption, hoher elektrischer und thermischer Leitfähigkeit, ultraschneller Ladungsträgerdynamik und durch Gates einstellbarer Ladungsträgerdichte eine vielversprechende Alternative zu metallischen Gegenstücken für die Gestaltung plasmonischer Strukturen. Die einzigartigen Eigenschaften von Graphen sind jedoch anfällig für sein Substrat und entstehen durch die Wechselwirkung jedes Graphenatoms mit dem umgebenden Medium32.

Um die Leistung von Graphen zu verbessern, wurden bisher verschiedene Substrate wie Co33, Ni34, Ru35, Pt36, SiC37,38 und SiO2 für Graphen untersucht. Berichte zeigen, dass SiO2 als herkömmliches und weit verbreitetes Graphensubstrat Probleme wie die Verringerung der Trägermobilität durch Streuung in den geladenen Oberflächenzuständen, Verunreinigungen, die Rauheit der Substratoberfläche und optische Oberflächenphononen bewältigt. Daher ist für graphenbasierte Strukturen ein Substrat erforderlich, ohne dessen einzigartige Eigenschaften einzuschränken. Inzwischen zeigen Studien, dass (hexagonales Bornitrid) hBN mit vielversprechenden Eigenschaften als Graphensubstrat32,39,40 andere Materialien übertreffen kann.

Dean et al. demonstrierten die ersten Transistoren auf Graphenbasis unter Verwendung des hBN-Substrats mit erheblichen Verbesserungen40. Diese Verbesserung ist auf die Mobilität des Graphens aufgrund der stärkeren Reduzierung von Oberflächenverunreinigungen zurückzuführen, die mit der geringen Gitterfehlanpassung zwischen dem Graphen und seinem hBN-Substrat verbunden sind. Die Gitterfehlanpassung zwischen Graphen und hBN beträgt nur 1,7 % und ist damit zehnmal kleiner als bei herkömmlichen Graphensubstraten wie SiO240. Die flache Oberfläche von hBN, keine freien Bindungen und keine Fallenladungen auf der hBN-Oberfläche machen es zu einem perfekten Substrat für eine 2D-Graphenschicht41. Eine hohe Trägermobilität verbessert die Ausbreitung plasmonischer Wellen und die optische Reaktion von Graphen32,41,42. Darüber hinaus verfügt hBN über hervorragende physikalische Eigenschaften wie Hochtemperaturstabilität, Korrosionsbeständigkeit, große optische Absorption43, Neutroneneinfangschnittstelle, extrem lange Trägerlebensdauer39 und erhebliche negative Elektronenaffinität32,40,44. Die einzigartige Eigenschaft des hBN/Graphen-Sandwichs wird im Graphen-Plasmonik-Fabry-Perot-Welleninterferometer-Fotodetektor19 eingehend untersucht, indem hBN als Substrat für Graphen im Vergleich zu herkömmlichen Substraten wie SiO245 verwendet wird. In dieser Arbeit haben wir dargelegt, dass die Verwendung von hBN anstelle von SiO2 die Empfindlichkeit des Fotodetektors um mehr als das Zehnfache erhöht. Darüber hinaus erfuhr die Fotodetektorbandbreite aufgrund der hohen Graphenmobilität auf hBN eine enorme Verbesserung sowie die Geschwindigkeit der Fotodetektion. Allerdings führt die Verwendung von hBN aufgrund der 2D-Beschaffenheit dieses Materials zu einigen Unregelmäßigkeiten bei den Graphenmerkmalen, die in unserer vorherigen Arbeit vollständig untersucht wurden46.

Diese Studie schlägt eine neuartige Struktur vor, die aus in hBN eingebetteten Graphen-Nanobändern besteht, um Nanopartikel mit Radien im Bereich von 2,5–50 nm einzufangen und Nanopartikel unter R = 2,5 nm zu sortieren. Der Hauptmechanismus der Nanopartikelmanipulation beruht auf der Anregung von Graphenplasmonen mit parallel polarisiertem einfallendem Licht auf die Graphenoberfläche. Über Graphen-Nanobänder wird eine zusätzliche optische Kraft senkrecht zur Flüssigkeitswiderstandskraft auf Nanopartikel ausgeübt. Die sich bewegenden Nanopartikel in der Flüssigkeit weichen als Reaktion auf die ausgeübte optische Kraft in vertikaler Richtung (Fx) von ihrer ursprünglichen Bahn im Hauptkanal ab und richten sich so auf die benachbarten Nanobänder, wo das elektrische Feld erheblich begrenzt ist. Die Hotspots des elektrischen Feldes auf den Graphen-Nanobändern sind 900-mal größer als der einfallende. Die Verstärkung des elektrischen Feldes auf den Graphen-Nanobändern ist erheblich empfindlich gegenüber dem chemischen Potential des Graphens. Daher können die optischen Kräfte in vertikaler (x)-Richtung auf Nanopartikel abgestimmt werden, indem die Gate-Vorspannung und der optimierte Spaltabstand zwischen dem Hauptkanal und den Graphen-Nanobändern richtig gewählt werden. Eine gewünschte Abweichung des Nanopartikels ermöglicht es uns also, es in Richtung der Auslasszweige zu lenken. Die Resonanzwellenlänge von Graphenbändern wird durch Abstimmung des Graphen-Fermi-Niveaus angepasst, wodurch wir das Betriebswellenlängenintervall des vorgeschlagenen optofluidischen Systems bestimmen können. Schließlich führt die Wiederholung dieses Vorgangs dazu, dass einzelne Partikel mit der gewünschten Größe oder dem gewünschten Brechungsindex sortiert und zu den Auslasszweigen geleitet werden.

Abbildung 1 zeigt das 3D-Schema der vorgeschlagenen Struktur. Die Graphenbänder mit 60 nm Breite und 500 nm Länge sind in die hBN-Schicht eingebettet. Die hBN-Schichten sind oben und unten auf den Graphen-Nanobändern befestigt. hBN isoliert als Abstandsschicht das Graphenband vom Si, fungiert als Graphen-Gate an der Unterseite und verhindert außerdem den Kollaps von Nanopartikeln an der Oberseite der Struktur im Mikrofluidikkanal. Die Dicke der oberen und unteren hBN-Schichten beträgt 30 nm, ihre Dicke verringert sich jedoch innerhalb der Mikrofluidikkanäle auf 5 nm, wie im schematischen Querschnitt in Abb. 1a zu sehen ist. Es wird angenommen, dass es sich bei den Zielnanopartikeln um Polystyrolkugeln mit n = 1,57 für Radien im Bereich von 2,5 nm bis 50 nm handelt. Als Fluidmedium gilt Wasser mit n = 1,33. Die elektromagnetische Wellensimulation mit der Maxwell Stress Tensor (MST)-Methode wird durchgeführt, um die ausgeübten optischen Kräfte numerisch zu berechnen. Im Primärkanal werden die Nanopartikel mit einer Flüssigkeit hineingedrückt, wie in Abb. 1b dargestellt. Der Sortiermechanismus beginnt mit dem größten Partikel. Beispielsweise wurden die Bahnen verschiedener Nanopartikel mit unterschiedlichen Radien von 10 nm bis unter 2,5 nm dargestellt. Es wird deutlich, dass die auf die großen Partikel ausgeübte Kraft größer ist als auf die kleineren. Daher wird das erste Nanoband aufgrund der immensen Kraft, die von 10-nm-Partikeln erfasst wird, mit einer größeren Lückengröße als andere Lücken auf dem ersten Unterkanal fixiert. Ebenso ist die Lücke zum Sortieren von 5-nm-Partikeln kleiner als die Lücke von 10-nm-Partikeln und größer als die von 2,5-nm-Partikeln. Die Draufsicht der vorgeschlagenen Struktur ist in Abb. 1b dargestellt.

(a) 3D-Schema des optofluidischen Nanopartikelsortierers, (b) Draufsicht der vorgeschlagenen Pinzette.

Aus Abb. 1b ist der Sortieralgorithmus von Nanopartikeln Schritt für Schritt ersichtlich. In Schritt 1 treten alle Partikel von der Mitte des Hauptkanals in y-Richtung ein. Nachdem sie das erste Graphen-Nanoband (GR1) passiert haben, werden alle Partikel in der Mitte des Bandes platziert, wie durch die gestrichelte Linie in Abb . 1b, infolge der vertikalen Kraft von GR1 in x-Richtung (Fx). Nanopartikel bewegen sich unter dem Einfluss der Flüssigkeitskraft weiterhin in y-Richtung ohne Abweichung in x-Richtung. Wenn sich das Partikel jedoch in y-Richtung bewegt und näher an das Unterkanal-Graphenband (GR2) herankommt, erfahren die Partikel eine vom GR2 ausgeübte Gradientenkraft in x-Richtung, was zu einer Abweichung eines bestimmten (größeren) Nanopartikel in x-Richtung. Große Partikel spüren stärkere Kräfte in x-Richtung, daher ist die Abweichung eines großen Partikels signifikanter als die der kleineren. Daher ändert das größere Partikel seinen Weg in Richtung GR2 und wird aus dem Hauptkanal herausgefiltert. Aufgrund der Wechselwirkung mit GR2 (die später gezeigt wird) wurde die Fx-Komponente der vom Nanopartikel empfundenen Kraft zu Null, aber es verfügt immer noch über Fy, um die Nanopartikel in Richtung Auslass zu drücken.1.

Es ist erwähnenswert, dass die kleineren Nanopartikel trotz der Sortierung der größeren Partikel in Schritt.1 auch eine Kraft in x-Richtung spürten und eine kleine Abweichung von der Mitte des Hauptkanals erfuhren. Daher wird ein weiteres Graphen-Nanoband (GR3) im Hauptkanal platziert, um unerwünschte Abweichungen in die Mitte des Hauptkanals zurückzudrängen.

Ebenso Schritt.1, als die Partikel in der Mitte des Hauptkanals stabilisiert wurden, wurde ihr Fx zu Null, bewegte sich aber aufgrund der Flüssigkeitskraft immer noch in y-Richtung. Wenn die Partikel näher an GR4 herankommen, verspürt das Partikel mit einem Radius von 5 nm, das nach der Sortierung der 10-nm-Partikel das größere ist, einen immensen -Fx und wie 10-nm-Nanopartikel weichen sie vom Hauptkanal ab und werden nach GR4 sortiert und bewegen sich im zweiten Unterkanal weiter in Richtung Steckdose.2.

In Schritt 3 sind die in den Hauptkanälen verbliebenen Nanopartikel nur 2,5 nm groß und kleiner als 2,5 nm. Daher weicht das größte Nanopartikel von seinem Hauptpfad im Hauptkanal ab und fällt in die Falle von GR5 in x-Richtung, aber ebenso ist es bei anderen Nanopartikeln frei in y-Richtung und bewegt sich weiter in Richtung Auslass.3.

In Schritt 4 besteht aufgrund der sehr geringen Größe der Nanopartikel keine Notwendigkeit, ein weiteres Graphen-Nanoband im Hauptkanal zu etablieren, da deren unerwünschte Abweichung nahezu Null ist und sich daher die verbleibenden Nanopartikel mit sehr kleinen Größen von R < 2,5 nm weiter in Richtung bewegen zum Auslass. 4, indem man das Hauptpfadende als einen weiteren Auslass für verbliebene Nanopartikel in der Mikrofluidikprobe im Hauptkanal betrachtet.

Ein weiteres bemerkenswertes Merkmal dieses Designs besteht darin, dass mit kleiner werdender Partikelgröße der Spalt zwischen dem Band und dem Hauptkanal kleiner wird, bis das kleine Partikel genügend Fx wahrnimmt, um von seinem aktuellen Weg abzuweichen. Wenn dieser Spalt andererseits zu klein ist, wird die Partikelabweichung sehr groß und das Band kann die Partikel nicht einfangen; Wenn die Lücke zu groß ist, ist das Teilchen ∆x ebenfalls vernachlässigbar und bewegt sich im Hauptkanal.

Bei der optischen Analyse betrachten wir eine ebene Wellenquelle mit Gesamtfeldstreufeld (TFSF) und einer konstanten Intensität von 0,6 mW/µm2. Diese Quelle soll entlang der Graphenoberfläche polarisiert sein, wobei die Ausbreitungsrichtung senkrecht zur Oberfläche der Struktur verläuft. In unseren Simulationen werden in allen Richtungen die Finite-Difference-Time-Domain-Methode (FDTD) und Perfectly Matched Layers (PMLs) eingesetzt. Die Höhe der Simulationsdomäne (entlang z) beträgt 5 µm und die ebene Wellenquelle ist 2 µm über der Graphenoberfläche platziert.

Graphen wird in der FDTD-Analyse als zweidimensionale Schicht modelliert, und laut45,47 wird seine Oberflächenleitfähigkeit durch Random Phase Approximation (RPA) beschrieben, die gegeben ist durch:

Dabei ist ħ die reduzierte Plank-Konstante, T die Temperatur, ω die Winkelfrequenz, μc das chemische Potential, Γ die phänomenologische Streurate, die als unabhängig von der Energie εσ angenommen wird, und fd (εσ) die Fermi– Dirac-Verteilungsfunktion. Real- und Imaginärteile der Oberflächenleitfähigkeit von Graphen im Verhältnis zum chemischen Potenzial sind in Abb. 2 dargestellt.

(a) Real- und (b) Imaginärteile der Oberflächenleitfähigkeit von Graphen gegenüber der Wellenlänge und dem chemischen Potenzial (µc), (c) Variation des chemischen Potenzials gegenüber der Gate-Spannung sowie die gesamte und durch das Gate induzierte Ladungsträgerdichte an der Graphenoberfläche .

Wie bei einem Parallelplattenkondensator sammeln sich Ladungsträger an der Graphenschicht an, da eine Gate-Spannung an Si als weitere Platte des Kondensators angelegt wird. Die durch die Gate-Spannung induzierte Ladungsträgerdichte kann durch ng = Cg (Vg-Vdirac)/q erhalten werden, wobei Cg die Gate-Kapazität, Vdirac die angelegte Gate-Spannung entsprechend Ef = 0 in Graphen und Vg die angelegte Spannung ist zum Tor und q ist die Einheitsladung. Akkumulierende Ladungsträger im Graphen verschieben das Fermi-Niveau, sodass diese Verschiebung gegenüber der Gate-Spannung über Gleichung (1) berechnet werden kann. (2).

In dieser Gleichung sind ε0, εr und dox die Vakuumpermittivität, die dielektrische Permittivität bzw. die dielektrische Dicke46,48. Abbildung 2c zeigt die Verschiebung des chemischen Potentials von Graphen als Gate-Spannungsfunktion. Der Einschub stellt die gesamte und Gate-induzierte Ladungsträgerdichte der Graphenoberfläche als eine Kondensatorplatte dar. In unserer vorherigen Arbeit19 wurde die elektromagnetische Analyse von Geräten auf Graphenbasis mithilfe der FEM-Methode und des Parallelplattenkondensatormodells ausführlicher erläutert.

Im angegebenen Nanopartikelsortierer wird das hBN als anisotropes Schüttgut mit parallelen und senkrechten Real- und Imaginärteilen der Permittivitätsfunktionen modelliert, die aus Gleichung (1) erhalten werden. (3). Bei diesem Material handelt es sich um einen Van-der-Waals-Kristall mit zwei Arten von IR-aktiven Phononenmoden, die für seine Hyperbolizität relevant sind39.

wobei m = ⊥, //, ϵ∞,⊥ = 4,87, ϵ∞,∥ = 2,95, Γ⊥ = 5 cm−1 und Γ∥ = 4 cm−142,43,49,50. Der Real- und Imaginärteil der anisotropen Permittivität von hBN als Funktion des Wellenlängenbereichs sind ebenfalls in Abb. 3 dargestellt. Der Imaginärteil der Permittivität in beide Richtungen ist nahezu Null. Daher fungiert hBN in diesem Wellenlängenbereich als verlustfreies dielektrisches Material und als perfektes Substrat für Graphenbänder. Phononenmoden außerhalb der Ebene mit ωTO = 780 cm−1 und ωLO = 830 cm−1 und Phononenmoden in der Ebene mit ωTO = 1370 cm−1, ωLO = 1610 cm−1 (ϵ⊥ < 0, ϵ∥ > 0) werden aus42 extrahiert. Auch die Permittivität des Si wird aus 51 entnommen und in Abb. 3c dargestellt. Wie klar ist, ändert sich im Wellenlängenbereich von 3–6 µm der Realteil seiner Permittivität nur um 0,1 und sein Imaginärteil liegt immer bei etwa Null.

Der Realteil (a) und der Imaginärteil (b) der anisotropen Permittivität von hBN. (c) Der Real- und Imaginärteil der Si-Permittivität als Funktion der Wellenlänge.

Der Graphen-hBN-Stapel kann durch Trockenübertragung von Graphen über einen dicken, mechanisch gespaltenen hBN-Kristall erzeugt werden, wie in52 beschrieben. Zur Herstellung von Graphen-Nanobändern auf einer hBN-Oberfläche kann eine mechanische Transfermethode52 zur Abscheidung von Graphen auf hBN-Substraten verwendet werden. Hierbei handelt es sich um eine spezielle Methode zur Übertragung von Graphen von einem Substrat an eine genaue Stelle auf einem anderen Substrat (in diesem Fall eine hBN-Flocke). Mit dieser Methode können mehrschichtige Graphen-Nanobänder hergestellt werden53. Bei dieser Methode wird äußerst darauf geachtet, Wasserrückstände zu reduzieren und man spricht von der „Trockenübertragungsmethode“. Sie haben die Trockentransfermethode an unsere Bedürfnisse angepasst. Eine Trockenübertragungsmethode besteht hauptsächlich aus vier Schritten, wie dargestellt. In Schritt A wird das PMMA (das das Graphen trägt) in ein Kunststofffenster eingehängt, das mit doppelseitigem Klebeband auf der PMMA-Seite am Chip befestigt wurde. Als nächstes wird in Schritt B der PVA-Opferfilm in entionisiertem Wasser gelöst, um den PMMA-Film von seinem Substrat zu lösen. Das Graphen befindet sich auf dem PMMA, sodass es niemals mit Wasser in Kontakt kommt. In Schritt C klebten sie die PMMA-Membran auf einen Transferschlitten aus Aluminium, der an einem modifizierten Mask Aligner festgeklemmt ist. Während des Transfervorgangs fixieren sie das hBN-haltige Substrat auf dem Halter. In Schritt D richten sie mithilfe der Mikromanipulatoren der optischen Maske die Graphenflocke am hBN-Kristall aus und senken die Polymerseite auf das Substrat ab. Wenn das Polymer das Substrat berührt, stellt es einen starken Kontakt mit dem SiO2-Substrat her. Dann schalten sie das Stickstoffventil des Maskenausrichters ab und senken das Haltersubstrat zusammen mit dem daran befestigten PMMA-Polymer ab. Schließlich legten sie das Substrat mit den Ziel-hBN-Flocken auf eine speziell angefertigte Heizung, die sie auf 110 °C einstellten, um die Haftung zwischen Graphen und hBN für mindestens 10 Minuten zu verbessern. Anschließend lässt man die Probe abkühlen und das PMMA wird mit Aceton und Isopropanol (IPA) entfernt. Da bei der chemischen Reinigung mit organischen Lösungsmitteln immer Rückstände zurückbleiben, werden die Proben auch getempert. In diesem Stadium erhitzen sie die Proben in einem Röhrenofen unter Bildung einer Gasumgebung langsam auf 400 °C und tempern sie dort etwa 3 Stunden lang, bevor sie langsam auf Raumtemperatur abgekühlt werden. Diese Behandlung ist sehr effektiv bei der Entfernung von Polymerrückständen aus dem Transferpapier.

Da diese Herstellungsmethode nur einen Reinigungsschritt erfordert, ermöglicht sie eine schnelle Gerätevorbereitung von Graphen auf hBN mit wenig Blasen und Falten. Elektrische Transportmessungen der Graphen-Geräte auf hBN weisen Mobilitäten und Trägerinhomogenität auf, die fast eine Größenordnung besser sind als Geräte auf SiO2.

Das Prinzip optischer Pinzetten basiert auf der Beobachtung, dass Licht einen Impuls besitzt. Streukraft und Gradientenkraft sind die beiden häufigsten Formen optischer Kräfte. Die Streukraft resultiert aus der photonischen Impulsumwandlung, wohingegen die Gradientenkraft entsteht, wenn die Lichtfeldverteilung ungleichmäßig ist. Im Rayleigh-Teilchen (a⟪λ) ist die Streukraft jedoch vernachlässigbar. Um zunächst die auf ein Partikel wirkenden optischen Kräfte zu bewerten, integrieren wir MST auf der Oberfläche des Partikels54. Die ausgeübte durchschnittliche optische Kraft ist gegeben durch:

Dabei ist n die Normaleinheit des nach außen zur Oberfläche S zeigenden Vektors, der das Teilchen umschließt, und TM ist der durch Gleichung (1) erhaltene Maxwell-Spannungstensor. (5):

wobei εT und µT die Permittivität und Permeabilität des Mediums darstellen und E und H die elektrischen und magnetischen Feldintensitätsvektoren sind. r und t repräsentieren den Positionsvektor bzw. die Zeit.

Wenn das Teilchen durch das evaneszente Feld geführt wird und sich entlang eines ebenen Substrats in einem Strömungskanal bewegt und abhängig von seinem Radius und Abstand vom Substrat durch eine Streukraft gedrückt wird, erfährt es den Stokes-Widerstand55, der beschrieben wird durch:

Dabei sind µf, v, a und h die Viskosität von Wasser, angenommen mit 0,89 mPa.s im Raum56, die Partikelgeschwindigkeit, der Partikelradius und der Abstand zwischen der Oberfläche und der Mitte des Partikels.

Wie bereits erwähnt, macht eine Erhöhung des Graphen-Fermi-Niveaus den plasmonischen Effekt robuster und verstärkt das elektrische Feld an der Oberfläche des Bandes. Abbildung 4a stellt die Gesamtkraft eines 20-nm-Partikels im Verhältnis zum chemischen Potenzial von Graphen und der Wellenlänge des einfallenden Lichts dar. Es ist klar, dass die Gesamtkraft ihren Maximalwert im Wellenlängenbereich von 4–4,5 µm und im chemischen Potential von Graphen von 1–1,3 eV erreicht; Die maximale Kraft, die ein Teilchen verspürt, tritt bei einer Resonanzwellenlänge von 4,26 µm und dem chemischen Potenzial von Graphen von 1,15 eV auf. Abbildung 4b zeigt die Verstärkung des elektrischen Feldes und die Variation der Resonanzwellenlänge als Funktion des chemischen Potenzials von Graphen. Die Stärke des elektrischen Feldes bei der Resonanzwellenlänge von 4,26 µm wird 1800-mal größer als das elektrische Feld der Quelle.

(a) Die von einem Partikel mit einem Radius von 20 nm empfundene Gesamtkraft als Funktion des chemischen Potenzials von Graphen und der Wellenlänge des einfallenden Lichts. (b) Verstärkung des elektrischen Feldes und Variation der Resonanzwellenlänge im Vergleich zum chemischen Potenzial von Graphen.

Gemäß Abb. 4b erreicht das elektrische Feld bei einem chemischen Potential des Graphens von etwa 1,2 eV seinen Maximalwert an der Oberfläche des Graphenbandes (Querschnitt). Da jedoch das chemische Potenzial des Graphens auf 1,25 eV ansteigt, nimmt das elektrische Feld ab, bis es Null erreicht, und die optischen Eigenschaften des Graphens verschwinden. Daher gibt es kein Graphenband, das Nanopartikel beeinflussen könnte.

Hier gehen wir von einer Struktur mit nur zwei Kanälen zur Analyse der Funktion des Sortierers aus. Einer dieser Kanäle ist der Hauptkanal und der andere befindet sich mit einer definierten Lücke am Substrat und hat eine Breite von 120 nm in x-Richtung. Abbildung 5a zeigt den Fx, der auf Nanopartikel unterschiedlicher Größe ausgeübt wird, die in der Mitte des Hauptkanals fixiert sind, wo das Graphenband im zweiten Kanal einen Abstand von 117 nm zum Hauptkanal aufweist. Größere Partikel erfahren eine größere Kraft. In Abb. 5a wird für Partikel mit R = 15, 20 und 30 nm Fx für die konstante Quellwellenlänge von 4,44 µm berechnet, was der plasmonischen Resonanzwellenlänge von Graphenbändern entspricht. Für Nanopartikel unterschiedlicher Größe ist der Wert von µc konstant. Abbildung 5b zeigt die auf dieselben Nanopartikel ausgeübte Kraft im Vergleich zur einfallenden Lichtwellenlänge bei einem festen chemischen Potential von 1,15 eV für Graphen. Man erkennt, dass der elektrische Feldeinschluss seinen Maximalwert erreicht, wenn die Wellenlänge des einfallenden Lichts 4,44 µm beträgt. Diese Abbildung zeigt, dass die auf die Partikel ausgeübte Kraft stark von der Größe dieser Partikel abhängt, die Resonanzwellenlänge jedoch nicht mit der Partikelgröße variiert.

Fx von Partikeln mit R = 15, 20 und 30 nm bei (a) λ = 4,26 µm und µc zwischen 0,8 und 1,7 eV und bei (b) λR zwischen 3,8 und 4,7 µm und µc = 1,25 eV.

Abbildung 6a stellt das gesamte elektrische Feld auf der Graphenoberfläche dar und Abb. 6b zeigt das gesamte elektrische Feld auf der xz-Oberfläche des Graphenbands. Das elektrische Feld an den Seitenlinienrändern erhöht sich deutlich auf das 1500-fache. Das Graphenband befindet sich bei der Resonanzwellenlänge im eingeschalteten Zustand. Wie in Abb. 6a, b gezeigt, ist der Feldgradient sowohl in der Mitte des Bandes als auch an zwei seitlichen Rändern in seiner Mitte höher als an anderen Teilen und erreicht seinen Maximalwert an zwei Seiten des Bandes. An den Rändern des Bandes bilden sich heiße Stellen des elektrischen Feldes. Abbildung 6c, d stellen x- und y-Komponenten des elektrischen Feldprofils zusammen mit der Richtung der optischen Kraft in verschiedenen Positionen dar. Man erkennt, dass die y-Komponente des elektrischen Feldes zu klein ist als die x-Komponente. Somit erfährt das Teilchen entlang der y-Richtung eine kleinere optische Kraft, die im Vergleich zu anderen Komponenten der optischen Kraft vernachlässigt werden kann. Der Grund dafür ist, dass die Quelle x-polarisiert ist und senkrecht zum Graphenuntergrund steht.

Stellt die Gesamtkomponente des elektrischen Feldes in der Draufsicht (a), die Querschnittsansicht des gesamten elektrischen Feldes (b), die x-Komponente des elektrischen Feldes in der Draufsicht (c) und die y-Komponente von dar das elektrische Feld aus der Draufsicht (d).

Abbildung 7b stellt die induzierte optische Kraft auf das 20-nm-Partikel in alle Richtungen dar, wenn es sich senkrecht zum Graphenband bewegt. Wie man sehen kann, ist die Kraft, die das Nanoband verspürt, umso größer, je mehr sich das Teilchen auf das Nanoband zubewegt. Fx hat zwei Spitzen, wenn das Nanopartikel zwei Seiten des Graphen-Nanobandes erreicht; In der Mitte des Bandes hingegen ist Fx aufgrund der Symmetrie der Struktur Null. Wenn das Partikel das Nanoband durchquert, ist Fx negativ und zieht das Partikel zurück in die Mitte des Bandes, wo es eingefangen wird. Im Fall von Fz handelt es sich immer um eine Gegenkraft, die das Nanopartikel an die Oberfläche der Struktur zieht, und im Gegensatz zu Fx hat sie ihr Maximum in der Mitte des Bandes. Darüber hinaus haben Fx und Fz, wie in Abb. 7a gezeigt, maximale Werte in der Mitte des Bandes, wenn sich die Nanopartikel entlang der y-Richtung mit einem konstanten Abstand vom Band bei festem x = 0 bewegen. Darüber hinaus ist Fy in y-Richtung nahezu vernachlässigbar. Erwähnenswert ist, dass hier die dynamische Analyse noch nicht untersucht wurde und die Zahlen zeigen, dass Partikel jeder Größe von Nanobändern eingefangen werden können. Der dynamische Zustand des vorgeschlagenen Systems wird im nächsten Abschnitt ausführlich untersucht.

Kräfte, die ein Partikel mit R = 20 nm spürt, wenn (a) es bei x = 0 fixiert ist und sich entlang des Kanals mit G = 117 nm bewegt und (b) es bei y = 0 fixiert ist und sich mit durch die Breite des Kanals bewegt G = 117 und sein Einfangpotenzial.

Die Lücke zwischen Nanopartikeln und Graphenband beeinflusst erheblich die optische Kraft, die Nanopartikel erfahren, die sich im Hauptkanal bewegen. Die ausgeübte Kraft nimmt zu, indem der Abstand zwischen ihnen verringert wird. Abbildung 8b zeigt den Anteil der Lücke und des ausgeübten Fx für fünf verschiedene Nanopartikel, wenn sie bei x = y = 0 fixiert sind. Diese Abbildung zeigt, dass die Kraft abnimmt, wenn der Abstand zwischen Nanopartikel und Band von 10 auf 170 nm vergrößert wird. Darüber hinaus können Breite und Länge des Graphen-Nanobands eine Verstärkung des elektrischen Feldes bewirken, sodass die ausgeübte Kraft des Nanopartikels beeinflusst wird, was in Abb. 8a dargestellt ist. Wenn man die Kraft des Nanopartikels mit einem Radius von 20 nm für Breiten zwischen 30 und 120 und Längen von 100 bis 700 berechnet, erkennt man, dass die höhere Kraft bei Breite = 60 nm und Länge über 500 erreicht wird. Darüber hinaus kann dies der Fall sein Man sieht, dass bei W = 60 nm der auf das Nanopartikel ausgeübte Fx den Maximalwert in x-Richtung hat. Darüber hinaus können Partikelgröße und optische Kräfte die von Nanopartikeln empfundene Widerstandskraft variieren, die durch die mikrofluidische Strömung im Einlass induziert wird. Abbildung 8c stellt die Beziehung zwischen der Widerstandskraft mit der Partikelgröße und der x-Komponente der vom Nanopartikel empfundenen Kraft dar; hier ist der Abstand auf 117 nm festgelegt. Beide Kräfte nehmen mit zunehmender Partikelgröße zu, und FX-Variationen mit der Partikelgröße ermöglichen die Sortierung von Partikeln nach ihrer Größe.

Fx für (a) ein Partikel mit R = 15 nm L = 500 und w zwischen 30 und 120 und w = 60 nm und L zwischen 100 und 700 (b) R = 10 bis 30 nm und G zwischen 10 und 170 nm (c) Widerstand und Fx für Partikel mit R = 5,10,15,20,25 und 30 nm.

Wir haben die Parameter, die die Manipulation von Nanopartikeln beeinflussen, statisch untersucht. Im Folgenden werden dynamische Struktursimulationen ausgewertet, die uns weitere spannende Informationen über die entworfene Struktur liefern. Hier untersuchen wir die zeitliche Bewegung des Partikels entlang des Kanals für unterschiedliche Lücken und Größen. Da die Lückenvariationen den induzierten Fx auf einem Nanopartikel beeinflussen, erfährt es eine andere Flugbahn. Wenn der Spalt jedoch auf seinen optimierten Wert fixiert wird, wird das Nanopartikel über dem Band gefangen. Im Gegensatz dazu bewegen sich Nanopartikel in großen Lücken im Hauptkanal weiter.

Abbildung 11 stellt die dynamische Simulation des eingefangenen Partikels mit einem Radius von 10 nm und einer Lücke = 117 nm dar. Die x-Komponentenkraft, wenn das Partikel den Bandbereich erreicht, hat positive und negative Werte. Das Teilchen hat keine Bewegung in x-Richtung, wenn das Vorzeichen der induzierten Kraft geändert wird. Wenn sich das Partikel jedoch durch eine Widerstandskraft vorwärts bewegt, nimmt Fx zu und das Partikel weicht vom Hauptkanal ab und bewegt sich in Richtung des Bandes. Bei der kleinen Lücke erreicht Fx einen hohen Wert.

Das Teilchen bewegt sich aufgrund seines Impulses durch das Band, ähnlich wie in Abb. 9b. Die Kraft zieht das Teilchen zurück zum Band; Diese Bewegung setzt sich fort, bis die Kraft gedämpft wird und konstant bei Null bleibt. Im Vergleich dazu können Abb. 11a, b, die die Kraft und Position des Teilchens im Zeitbereich zeigen, um 0,36 um herum realisiert werden, wobei Fx die Bewegung des Teilchens in x-Richtung gedämpft hat und konstant geworden ist. Mit anderen Worten: Das elektromagnetische Feld des Bandes fängt es ein. Nachdem das Partikel eingefangen wurde, bewegt es sich entsprechend der in Abb. 8 gezeigten Widerstandskraft entlang der y-Richtung. Seine x-Richtung wird auf 161 nm festgelegt, da in x-Richtung keine Kraft auf das Partikel ausgeübt wird, was zu einer spezifischen Sortierung führt Radius von einem kleineren Radius am Hauptkanal. Abbildung 9c,d stellen das gleiche Partikel dar, jedoch mit einer größeren Lücke von G = 125 nm. Wie bei 0,4 µS gezeigt, hat Fx den maximalen positiven Wert, was die gefühlte Kraft des Partikels in der +x-Richtung bedeutet. Aufgrund des großen Spalts und der geringen auf das Partikel ausgeübten Kraft ändert sich die Position des Partikels in x-Richtung jedoch nicht wesentlich und bewegt sich im Hauptkanal weiter.

(a, b) Kraft und Position als Funktion der Zeit für ein Nanopartikel mit R = 10 nm bzw. G = 117 nm. (c, d) Kraft und Position als Funktion der Zeit für ein Nanopartikel mit R = 10 nm bzw. G = 125 nm.

Wenn der größere Partikel sortiert wird, weicht der kleinere Partikel insbesondere von seiner Hauptbahn ab. Aufgrund des geringeren Fx im Vergleich zum eingefangenen Partikel bleibt es jedoch im Hauptkanal, wie in Abb. 9 dargestellt. Um das abgelenkte unerwünschte Partikel aus der Mitte des Hauptkanals zurückzuziehen; Wie in Abb. 1b zu sehen ist, legen wir ein weiteres Band in die Mitte des Hauptkanals, wodurch die vollständig unsortierten Partikel wieder in der Mitte des Kanals fixiert werden.

Abbildung 10a–f zeigt die Zeitbereichssimulation größerer Nanopartikel mit Radien von 15, 20 und 30 nm. Wie aus Abb. 12a ersichtlich ist, ist das 15-nm-Partikel vollständig in der Mitte des Bandes gefangen, wobei x = 155 nm mit G = 125 nm; In diesem Fall benötigt Fx aufgrund der größeren Partikelgröße im Vergleich zu R = 10 nm mehr Zeit, um den stationären Zustand zu erreichen, mit anderen Worten, das Partikel durchläuft das Band zwei- oder dreimal, bis es in der Mitte des Bandes gefangen ist, wie in Abb . 10a-Partikel erreichen nach 0,45 µs den stationären Zustand und werden in der Mitte des Bandes gefangen. Obwohl Fz immer einen negativen Wert hat, unterliegt es im Laufe der Zeit bemerkenswerten Schwankungen. Der Grund dafür ist, dass Fz in der Bandmitte seinen Maximalwert erreicht, weshalb Fz jedes Mal seinen Höhepunkt erreicht, wenn das Partikel die Mitte des Nanobandes passiert. Abbildung 10c,d stellen die dynamische Reaktion von Partikeln mit R = 20 nm dar; Wie man sieht, erreicht das Teilchen nach t = 0,48 µs einen stationären Zustand und wird in der Mitte des Bandes x = 170 nm gefangen. Abbildung 10e,f stellen die dynamische Reaktion von Partikeln mit R = 30 nm und G = 170 nm dar. Wie aus dem Vergleich von Partikeln mit einem Radius von 20 und 30 nm hervorgeht, benötigen die größeren Partikel mehr Zeit, um gedämpft zu werden, und die Häufigkeit, mit der sie das Band durchlaufen, um den Dämpfungszustand zu erreichen, ist höher. Aus Abb. 10f ist ersichtlich, dass das Teilchen bei t = 0,4 µs bei Fix x = 200 nm eingefangen ist.

Kraft und Position für Nanopartikel mit (a, b) R = 15 nm und G = 125 nm. (c, d) R = 20 nm und G = 140 nm. (e, f) R = 30 nm und G = 170 nm.

Kraft und Position gegenüber der Zeit für Nanopartikel mit (a) und (b) R = 2,5 nm und G = 55 nm und (c), (d) R = 5 nm und G = 90 nm.

Eines der bemerkenswerten Merkmale dieser Struktur ist die Sortierung winziger Partikel. Wie in Abb. 11 dargestellt, werden die Partikel mit den Radien 5 und 2,5 nm eingefangen, wenn das Band auf G = 90 nm bzw. G = 55 nm fixiert ist. Durch die Sortierung von 2,5-nm-Nanopartikeln am Hauptkanal bleiben nur die Partikel mit Radien kleiner als 2,5 nm übrig und bewegen sich in Richtung des Auslasses des Hauptkanals. Abbildung 11 zeigt, wie kleine Nanopartikel schnell sortiert werden können, indem die Bänder näher am Hauptkanal angebracht werden. Wie oben erläutert, spürten die kleinen Nanopartikel im Vergleich zu größeren eine geringe Kraft. Um die kleinen Partikel zu sortieren, muss das Band daher in kleinen Lücken befestigt werden. Wie in Abb. 11a zu sehen ist, kann das Teilchen mit einem Radius von 2,5 nm von seiner Hauptbahn abgelenkt und in der Mitte des Bandes bei x = 85 nm eingefangen werden, indem das Band mit G = 55 nm fixiert wird. Das Partikel bewegt sich, wie oben erläutert, im Vergleich zu größeren Partikeln schneller. Daher wird es sehr bald bei t = 0,215 µs eingefangen. Nach dieser Zeit wird die x-Komponente des Partikels fixiert und die y-Komponente bewegt sich weiter in Richtung eines größeren Wertes, bis sie den Rand der Struktur und ihren Auslass erreicht. Ebenso die in Abb. 11c,d gezeigte dynamische Reaktion von 5-nm-Partikeln. Wie bei den kleineren Partikeln zu sehen ist, weist die Kraft als Funktion der Zeit nur ein sinusförmiges Muster auf; Dennoch ist im zeitlichen Lagediagramm kein sinusförmiges Verhalten mehr zu beobachten, wie in Abb. 11a bzw. b dargestellt. Der Grund dafür ist, dass winzige Teilchen eine kleine Masse haben; Daher ist auch der Impuls dieses Artikels gering, um die Partikelgeschwindigkeit auf dem Band zu überwinden und sie leichter einzufangen. Das 5-nm-Partikel wird eingefangen, wenn die Bandlücke nach t = 0,32 µs an ihrer x-Komponente bei 125 nm auf G = 90 nm fixiert wird.

Kraft und Einfangpotential gegenüber x für Nanopartikel (a) R = 5 nm und G = 90 nm (b) R = 10 nm und G = 117.

Abbildung 12a und b stellen die Kraft des Nanopartikels und die potenzielle Einfangenergie in x-Richtung für R = 5 nm bzw. R = 10 nm dar. Wie man sehen kann, beträgt die potenzielle Einfangenergie für beide Teilchen mehr als 10 KBT. Andererseits erreicht das chemische Potential seinen Höhepunkt bei etwa 120 und 90 nm, was dem G beider Partikel entspricht, was bedeutet, dass das Einfangpotential auf der linken Seite des Bandes den Maximalwert hat. Ebenso bedeutet die Änderung des Vorzeichens der Kraft bei potenziellen chemischen Spitzen, dass, wenn der Partikelpfad auf der linken Seite des Bandes Fx versucht, sich zum Band zurückzuziehen, aufgrund der Partikelgeschwindigkeit mehr negative Kraft erforderlich ist, um seinen anfänglichen Impuls zu überwinden. Aus beiden Abbildungen geht hervor, dass das negative Vorzeichen der Kraft größer ist als das positive Vorzeichen, das sich aus dem Anfangsimpuls der Teilchen ergibt.

Abbildung 13 zeigt den zeitlichen Weg der Nanopartikel an der Schwellenlücke mit der um 5 nm kleineren Partikelverschiebung von eingefangenen Partikeln. Wie in Abb. 13a gezeigt, weicht das Teilchen mit R = 5 vollständig vom Hauptkanal ab. Im Gegensatz dazu hat der kleinere mit R = 2,5 nm eine vernachlässigbare Verschiebung. Wenn jedoch die Partikelgröße stärker hervortritt, wird auch die Verdrängung der kleineren Partikel groß. Dies ist in Abb. 13b dargestellt, in der das Teilchen mit R = 10 nm vom Hauptkanal abweicht, die 5-nm-Teilchenverschiebung jedoch etwa 15 nm beträgt. Es verbleibt jedoch am Hauptkanal und wird im nächsten Schritt durch das auf den Kanalpfad gelegte Band zurück in die Mitte gezogen. Abbildung 13c stellt den Weg dar, auf dem sich ein abweichendes R = 15 nm Nanopartikel im Laufe der Zeit bewegt. Die geringfügige Partikelabweichung reicht nicht aus, um ihre x-Komponente erheblich zu verändern, da die Verschiebung des unerwünschten Partikels bei einem 10-nm-Partikel nur 13 nm beträgt. Ebenso ist in Abb. 13d der Weg dargestellt, auf dem sich Partikel mit R = 20 nm bewegen, und die Verschiebung des unerwünschten abgelenkten Partikels beträgt 25 nm und verbleibt im Hauptkanal.

Verschiebung von Nanopartikeln mit (a) R = 2,5 und 5 mit G = 90 nm (b) R = 5 und 10 mit G = 120 nm (c) R = 10 und 15 mit G = 125 nm (d) R = 15 und 20 mit G = 140 nm und (e) stellt die dynamische Reaktion von R = 15 und 20 nm dar, genauso wie (d), wenn das im Hauptkanal befindliche Graphen-Nanoband vorhanden ist.

Wie in Abb. 13d gezeigt, weist das kleinere Partikel mit einem Radius von R = 15 nm eine unerwünschte Abweichung von Δx = 25 nm auf, obwohl R = 20 nm aus dem Hauptkanal aussortiert wurde, indem Gth auf 140 nm festgelegt wurde Wie man sehen kann, reicht es bis zum Rand des Hauptkanals, was nicht erwünscht ist. Abbildung 13e zeigt, wie das auf dem Hauptkanal befindliche Graphen dieses Problem behebt. Daher ist hier die Funktionalität der Graphen-Nanobänder im Hauptkanal deutlich zu erkennen, die die Bewegung von R = 15 nm-Nanopartikeln auf dem unerwünschten Hingabepfad verhindert. (siehe ergänzende Informationen GIF. 3).

Wir haben den Einfluss der Variation des Brechungsindex (RI) von Nanopartikeln auf die Manipulation analysiert. Durch die Verringerung des RI des Nanopartikels nimmt der Unterschied zwischen mittlerem RI und Nanopartikel ab, was zu einem schwachen elektromagnetischen Feld führt und damit die auf das Nanopartikel ausgeübte Kraft verringert. Wie Abb. 14a,b zeigt, kann die Schwellenlücke die Nanopartikel nicht einfangen, wenn sich der RI von 1,57 auf 1,5 ändert. Darüber hinaus veranschaulicht Abb. 14c den Einfangmechanismus für Partikel mit Radien von R = 20, 15 nm und g = 125 nm. In dieser Abbildung ist die x-Achse die x-Komponente der Partikelgeschwindigkeit und die y-Achse die x-Komponente des Partikelpositionsvektors. Wenn sich zunächst Nanopartikel R = 15 nm in der Mitte des Kanals befinden, erhöht eine positive Kraft die Partikelgeschwindigkeit und bewegt sie zum Rand der Bandmitte. Sobald das Partikel jedoch x = 125 nm erreicht, kehrt sich die Kraftrichtung um, was dazu führt, dass das Nanopartikel gezogen wird, anstatt es zu drücken, und die Partikelgeschwindigkeit verringert. Wenn das Nanopartikel aufgrund negativer Effekte x = 190 nm (aus dem Band in x-Richtung) passiert, kehrt es zur linken Seite des Bandes zurück und das Nanopartikel erfährt eine negative Geschwindigkeit. Durch die Wiederholung dieser Schritte kehrt sich schließlich die Geschwindigkeitsrichtung um und die Partikel fallen in einem sinusförmigen Muster in die Falle. Das Teilchen mit R = 15 nm und G = 125 nm wird gedämpft und seine Geschwindigkeit erreicht in der Mitte des Bandes erwartungsgemäß Null. Im Gegensatz dazu zeigt der Einschub in Abb. 14c ein unsortiertes Partikel aufgrund eines großen Nanopartikels. Wie gezeigt, erfuhr das Teilchen eine einstufige Fluktuation; Im zweiten Schritt entweicht das R = 20 nm-Teilchen jedoch aufgrund des hohen Impulses aus dem Bereich des Bandeffekts und seines elektromagnetischen Feldes in Richtung der rechten Seite des Bandes und des großen x. Daher kann die x-Position dieses Partikels nicht festgelegt werden und verlässt den Unterkanal. Um die Animationsform der dynamischen Reaktion von Abb. 13a–e zu sehen, siehe ergänzende Informationen.

Verschiebung des Nanopartikels mit (a) R = 10 und G = 117 (b) R = 5 und G = 90, wenn der RI des Nanopartikels n = 1,5 beträgt. (c) Geschwindigkeit des Nanopartikels mit R = 15 nm und R = 20 nm mit G = 125.

Abschließend werden die Schwellenlücken zwischen verschiedenen Partikelgrößen untersucht. Abbildung 15a zeigt das Endergebnis. Diese Studie berücksichtigt Teile mit einem Radius von 2,5–30 nm. Wie bereits erwähnt, erfordern kleinere Partikel kleinere Lücken, um stabil eingefangen zu werden, wohingegen größere Partikel größere Lücken erfordern. Außerdem wurde festgestellt, wie viele Nanopartikel in der Nähe des Bandes einem größeren elektromagnetischen Feld und damit höheren Kräften ausgesetzt waren.

Schwellenlücke (a) und chemisches Schwellenpotential von Graphen-Nanobändern (b) als Funktion der sortierten Nanopartikel mit Radien von 2,5–50 nm.

Wie wir zunächst behaupteten, kann die vorgeschlagene Struktur Nanopartikel auch nur mit einem Unterkanal oder Nanoband in einem konstanten Abstand sortieren. Der physikalische Mechanismus ist der gleiche wie bei der zuvor untersuchten Schwellenlücke. Anstatt jedoch die Lücke zu ändern, um die auf die Nanopartikel ausgeübte Kraft zu steuern, wurde die Verschiebung des chemischen Potenzials von Graphen durch Anlegen einer Gate-Spannung an das Si-Substrat zur Steuerung der ausgeübten Kraft für jedes Nanopartikel verwendet. Um den Algorithmus zum Sortieren von Partikeln mit Fermi-Energie zu verdeutlichen, können Abb. 4a, b hilfreich sein. Wie aus Abb. 4a hervorgeht, hängt die optische Kraft, die Nanopartikel erfahren, stark von der Fermi-Energie des Graphens ab. Diese Haltung der vorgeschlagenen Struktur bietet eine weitere Flexibilität zur aktiven Steuerung der optischen Kraft, die von Nanopartikeln ausgeübt wird. Wie in Abb. 4a dargestellt, erreicht die von Nanopartikeln empfundene optische Kraft ihren Maximalwert bei µc, etwa 1,15 eV. Dennoch fiel die optische Kraft stark ab, indem µc ab 1,15 eV erhöht oder verringert wurde. Dies bedeutet, dass eine geringfügige Änderung des chemischen Potenzials von Graphen zu Änderungen der optischen Kraft führt, die von Nanopartikeln wahrgenommen wird. Daher kann das richtige und geeignete chemische Potential von Graphen durch Anpassen der vorgespannten Gate-Spannung erhalten werden. Abbildung 2c zeigt das chemische Potential des in hBN eingebetteten Graphen-Nanobands (realistischer Wert) als Funktion der angelegten Gate-Spannung. Abbildung 15b stellt das chemische Schwellenpotential von Graphen als Funktion der Wellenlänge in verschiedenen Nanopartikelgrößen dar, wenn die Lücke zwischen Hauptkanal und Unterkanal auf 120 nm festgelegt ist. Das chemische Schwellenpotential von Graphen zum Einfangen von Partikeln unterschiedlicher Größe ist in Abb. 15b dargestellt.

Durch die Analyse der Schwellenlücken und der daraus erhaltenen Diagramme kann für beide in diesem Artikel genannten Methoden eine Gleichung vorgeschlagen werden, in der nur bei einem Fehler von weniger als 2,5 nm die Schwellenlücke und die potentielle Energie des Graphenschwellenwerts für die Sortierung berücksichtigt werden Alle erhaltenen Nanopartikel mit dem gewünschten Radius. Aber nicht nur für Partikel mit einem bestimmten Radius wie 30, 20, 15 usw. Vielmehr kann man für jeden gewünschten Radius leicht die Schwellenlücke sowie die Schwellenform für die Sortierung dieses spezifischen Radius finden. Nachfolgend werden die Gleichungen 7 und 8 angegeben, um die Schwellenwertlücke für jeden beliebigen Radius R und die Schwellenwertform für jeden beliebigen Radius R zu erhalten.

In Gl. In 7 stellt Gth die in Abb. 1b gezeigte Schwellenlücke für einen bestimmten Spaltradius von R dar. Die Werte von a, b und c sind konstant und entsprechen a = 1717, b = 23 × 10–3 und c = −1695 .

Darüber hinaus kann die vorgeschlagene Struktur die Nanopartikel bis zum Lückenschwellenwert, wie in Abb. 15b dargestellt, auf der Grundlage des chemischen Potenzials von Graphen-Nanobändern an festen Lücken sortieren. Die folgende Gl. 8 stellt das Fermi-Niveau für die Sortierung und Abweichung bestimmter Nanopartikel mit Radien von R dar.

Dabei stellt µc den Schwellenwert für das chemische Potenzial von Graphen-Nanobändern zum Sortieren und Ablenken bestimmter Nanopartikel mit den Radien R dar. Die Werte von a1, b1 und c1 sind konstant und entsprechen a1 = 43 × 10–3 b1 = 8 × 10– 3 und c1 = 1,574.

In diesem Artikel wird eine Struktur zur Manipulation und Sortierung von Nanopartikeln vorgestellt, die die optischen und elektrischen Vorteile von im hBN-Substrat eingebetteten Graphen-Nanobändern nutzt. In dieser Struktur werden zwei Methoden zur Trennung der Partikel verwendet: eine durch den Abstand des Bandes zum Hauptkanal in x-Richtung (senkrecht zum Hauptkanal) und die andere durch das chemische Potenzial von Graphen. Es wurde auch gezeigt, dass die vorgestellte Struktur Partikel mit einem Radius unter 2,5 nm sortieren kann, was sie zu einer der wenigen Strukturen macht, die Nanopartikelpartikel mit einem Durchmesser von weniger als 5 nm einfangen und sortieren kann. Darüber hinaus zeigten beide Methoden, dass die vorgestellte Struktur die in die Flüssigkeit eintretenden Partikel nach ihrem Brechungsindex sortieren konnte. Der primäre physikalische Mechanismus beider Methoden in der vorgeschlagenen Struktur besteht darin, die Kraft auf die Partikel zu steuern, die sich im Kanal bewegen. Dies kann über den Spalt zwischen dem Band und dem Kanal oder über das potenzielle chemische Niveau des Graphens erfolgen. Die vorgestellte Struktur kann eine der am häufigsten verwendeten Strukturen sein und eine Tür für die Zukunft der Nano-Biosensoren öffnen. Darüber hinaus ist es durch diese Struktur möglich, alle Arten von Viren oder beliebige Partikel in der Flüssigkeit mit einer sehr hohen Genauigkeit von 1 nm zu sortieren und zu manipulieren. Ein weiterer Vorteil des vorgeschlagenen Entwurfs ist seine einfache Herstellung, und es gibt keine Schwierigkeiten beim Herstellungsprozess der vorgeschlagenen Struktur, oder es entstehen Effekte zweiter Ordnung und Unregelmäßigkeiten aus Fehlern im Herstellungsprozess der Struktur. Darüber hinaus wurden durch die Verwendung mehrerer Animationen im Haupttext und als ergänzende Informationen die Leistung und die physikalischen Mechanismen des Verständnisses der vorgeschlagenen Struktur sehr deutlich. (Weitere Einzelheiten finden Sie im Zusatzmaterial.)

Die während der aktuellen Studie verwendeten und analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim jeweiligen Autor erhältlich.

Die ursprüngliche Online-Version dieses Artikels wurde überarbeitet: Die ursprüngliche Online-Version dieses Artikels wurde überarbeitet: In der Originalversion dieses Artikels wurden die ORCID-IDs für Elnaz Gholizadeh und Behnam Jafari weggelassen. Die ORCID-IDs für Elnaz Gholizadeh und Behnam Jafari lauten (0000-0003-3308-4872) bzw. (0000-0001-6071-3609).

Eine Korrektur zu diesem Artikel wurde veröffentlicht: https://doi.org/10.1038/s41598-023-30740-7

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Diese Autoren trugen gleichermaßen bei: Elnaz Gholizadeh und Behnam Jafari.

Fakultät für Elektrotechnik und Informationstechnik, Universität Tabriz, Tabriz, 5166616471, Iran

Elnaz Gholizadeh, Behnam Jafari und Saeed Golmohammadi

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BJ und EG haben gleichermaßen zu dieser Arbeit beigetragen und jede einzelne Angelegenheit und jede Arbeit geleistet, um diesen Artikel vorzubereiten. BJ: Die Hauptidee der Struktur wurde von BJ vorgestellt und mit Hilfe von EG Saeed Golmohammadi (Professor (Assoziierter) an der Universität Tabriz), dem Betreuer dieses Artikels, erweitert. BJ: Die gesamte Überarbeitung wurde von BJ durchgeführt. Darüber hinaus wurde die Hauptidee der Verwendung von Multimedia und allen Animationen von BJ erstellt

Korrespondenz mit Behnam Jafari.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Springer Nature bleibt neutral hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten.

Die ursprüngliche Online-Version dieses Artikels wurde überarbeitet: Die ursprüngliche Version dieses Artikels enthielt einen Fehler in Referenz 43, die jetzt lautet: 43. Gholizadeh, E., Jafari, B., Golmohammadi, S. & Soofi H. Geringe Einfügungsdämpfung und hoher Modulationstiefe Abstimmbarer Modulator im Telekommunikationsband, ermöglicht durch Graphen/hBN-Mehrschichtgitter, im Jahr 2022, 4. Westasiatisches Symposium für optische und Millimeterwellen-Wireless-Kommunikation (WASOWC), 1-6. https://doi.org/10.1109/WASOWC54657.2022.9798421 (IEEE, 2022).

Zusatzvideo 1.

Zusatzvideo 2.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Gholizadeh, E., Jafari, B. & Golmohammadi, S. Graphenbasierte optofluidische Pinzetten für die Brechungsindex- und größenbasierte Sortierung, Manipulation und Erkennung von Nanopartikeln. Sci Rep 13, 1975 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-29122-w

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Eingegangen: 07. August 2022

Angenommen: 31. Januar 2023

Veröffentlicht: 3. Februar 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-29122-w

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