graphène

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 1975 (2023) Citer cet article

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Une correction de l'auteur à cet article a été publiée le 14 mars 2023

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Ce travail propose une nouvelle conception composée de pinces optofluidiques à base de nanorubans de graphène pour manipuler et trier les bioparticules avec des rayons inférieurs à 2,5 nm. La structure suggérée a été étudiée numériquement par la méthode du domaine temporel des différences finies (FDTD) utilisant l'analyse du tenseur des contraintes de Maxwell (MST). La méthode des éléments finis (FEM) a été utilisée pour obtenir la réponse électrostatique de la structure proposée. Le chemin principal de la pince à épiler est un canal primaire au centre de la structure, où le flux microfluidique traduit la nanoparticule vers ce canal. Concernant la force de traînée du microfluide, les nanoparticules ont tendance à se déplacer le long du canal principal. Les nanorubans de graphène sont fixés près du canal principal à différentes distances pour exercer des forces optiques sur les nanoparticules en mouvement dans la direction perpendiculaire. À cet égard, les sous-canaux intégrés dans la couche de hBN sur le substrat en Si dévient les bioparticules de la voie principale pour des tailles et des indices de nanoparticules particuliers. Des points chauds intenses avec des améliorations de champ électrique jusqu'à 900 fois plus grandes que la lumière incidente sont réalisés à l'intérieur et autour des rubans de graphène. Ajuster la distance d'écart entre le nanoruban de graphène et le canal principal nous permet de séparer la particule individuelle avec une taille spécifique des autres, guidant ainsi celle dans le sous-canal souhaité. De plus, nous avons démontré que dans une structure avec un grand écart entre les canaux, les particules subissent une faible intensité de champ, conduisant à une faible force optique insuffisante pour détecter, piéger et manipuler les nanoparticules. En faisant varier le potentiel chimique du graphène associé aux variations d'intensité du champ électrique dans les rubans de graphène, nous avons réalisé une accordabilité dans le tri des nanoparticules alors que les paramètres structurels restaient constants. En fait, en ajustant le niveau de graphène Fermi via la tension de grille appliquée, les nanoparticules avec n'importe quel rayon souhaité seront rapidement triées. De plus, nous avons montré que la structure proposée pouvait trier les nanoparticules en fonction de leurs indices de réfraction. Par conséquent, la pince optofluidique donnée peut facilement détecter les bioparticules, telles que les cellules cancéreuses et les virus de petite taille.

Le développement des systèmes microfluidiques et optofluidiques va déclencher une révolution dans différents domaines tels que la physique, la biologie, la chimie, la médecine et la photonique. Les caractéristiques uniques de ces systèmes fluidiques comprennent des performances rapides et non destructives, un faible coût, une efficacité élevée, des applications multiples et une empreinte compacte. En outre, les systèmes de tri cellulaire microfluidique ont reçu beaucoup d'attention avec une variété de méthodes de contrôle actif des mouvements ou du flux cellulaire, telles que la mobilisation électrocinétique des fluides pour le tri des cellules bactériennes1,2 et les forces diélectrophorétiques3. Néanmoins, la vulnérabilité des cellules sous des champs très intenses, une faible vitesse et des incompatibilités de tampon nuit à l'efficacité des conceptions microfluidiques conventionnelles. Une autre technique pour manipuler et trier les cellules dans le contrôle de flux hydrodynamique est basée sur une puce ou hors puce, qui est utilisée pour trier les cellules vivantes en raison de la moindre vulnérabilité des cellules sous un champ électrique élevé. Cependant, cette méthode souffre du temps de cycle lent de l'interrupteur mécanique et du volume relativement important de fluides à chaque cycle4,5.

Dans cette ligne de recherche, les pincettes optiques pour le piégeage et la manipulation des cellules ont été introduites pour la première fois par Ashkin et al. en 19876. La pression de rayonnement d'un faisceau laser focalisé résultant des variations d'impulsion lumineuse a été étudiée pour piéger ou pousser une seule cellule ou particule dans un milieu fluidique sans aucun contact physique. La force imposée à une particule dépend de la taille et des propriétés optiques de la particule ainsi que du milieu fluidique environnant. Cette méthode optiquement induite a ouvert une nouvelle approche prometteuse des réseaux de tri cellulaire en milieu microfluidique. Le premier système de tri à cellule unique a été introduit à7, permettant aux cellules individuelles d'être piégées ou triées par des forces optiques imposées. Par conséquent, cette technique a résolu les problèmes mentionnés concernant sa nature non invasive et sa capacité à fonctionner avec une seule cellule.

Le principe de fonctionnement des pinces optiques conventionnelles dans la littérature8 est basé sur des interactions optiques en champ lointain. Dans ces pincettes, le point focal d'un objectif à grande ouverture numérique (NA) a été utilisé le long de trajets prolongés pour être plus efficace à grande distance. Cependant, ces trajets de pièges prolongés entraînent des inconvénients. Premièrement, l'observation de la réponse dynamique de molécules individuelles est impossible, et deuxièmement, la limite de diffraction limite la conception sous-longueur d'onde de ces pincettes. Par conséquent, une pince optique basée sur un champ proche ou une onde évanescente a été développée pour résoudre cette limitation9. Dans le cadre des pinces optiques, il a été démontré que la force optique d'un champ évanescent est suffisante pour manipuler et piéger des microparticules à l'interface de deux milieux d'indices de réfraction différents, comme les interfaces verre/eau.

Néanmoins, ces ondes évanescentes ne sont pas assez puissantes pour piéger et manipuler les nanoparticules. Par conséquent, une pointe métallique ou une nano-ouverture a été utilisée pour exciter les ondes de plasmons de surface (SP) afin d'améliorer l'amélioration du champ proche. Cependant, malgré leur capacité à déplacer des cellules individuelles de taille nanométrique, les plasmons de surface induits dans une pointe métallique introduisent d'énormes pertes d'absorption réduisant la stabilité de piégeage10,11.

Au cours des dernières décennies, les applications à base de graphène plasmonique ont attiré une attention considérable, telles que les capteurs12,13,14,15,16, les modulateurs17,18, les photodétecteurs19,20,21,22,23. Surtout au cours des dernières années, les applications plasmoniques du graphène dans les pinces optiques (PT)25,26,27,28,29,30,31, ont été introduites pour remédier aux inconvénients mentionnés et ont été utilisées dans les systèmes optofluidiques pour trier les nanoparticules. Par exemple, in25, des pincettes plasmoniques actives en graphène et un piégeage et un tri des nanoparticules basés sur la taille / RI avec des rayons compris entre 5 et 50 nm sont proposés. La structure est éclairée par un faisceau laser dans la gamme de fréquences infrarouges moyennes de 4 à 8 µm et sa longueur d'onde et son intensité sont maintenues constantes même pour la fonctionnalité de tri. Chaque cellule unitaire de la structure est composée d'une couche de graphène au-dessus d'un nanoanneau métallique qui est noyé dans du SiO2. Des points chauds forts avec des améliorations de champ atteignant des valeurs aussi élevées que 150 sont obtenus à l'intérieur des anneaux sans avoir besoin d'arêtes vives conventionnelles dans les structures plasmoniques. Le graphène, en tant que matériau bidimensionnel, avec des caractéristiques optoélectroniques supérieures telles que l'absorption de la lumière à large bande, une conductivité électrique et thermique élevée, une dynamique de porteurs de charge ultrarapide et une densité de porteurs de charge réglable par grille est une alternative prometteuse aux homologues métalliques pour la conception de structures plasmoniques. Cependant, les caractéristiques uniques du graphène sont vulnérables à son substrat, provenant de l'interaction de chaque atome de graphène avec le milieu environnant32.

Pour améliorer les performances du graphène, différents substrats, tels que Co33, Ni34, Ru35, Pt36, SiC37,38 et SiO2 pour le graphène ont été étudiés jusqu'à présent. Les rapports démontrent que le SiO2 en tant que substrat de graphène conventionnel et largement utilisé traite des problèmes tels que la réduction de la mobilité des porteurs via la diffusion dans les états de surface chargés, les impuretés, la rugosité de la surface du substrat et les phonons optiques de surface. Par conséquent, un substrat est nécessaire pour les structures à base de graphène sans limiter ses propriétés uniques. Pendant ce temps, des études montrent que le hBN (nitrure de bore hexagonal) avec des caractéristiques prometteuses en tant que substrat de graphène32,39,40 peut surpasser d'autres matériaux.

Dean et al. ont démontré les premiers transistors à base de graphène utilisant le substrat hBN avec des améliorations significatives40. Cette amélioration provient de la mobilité du graphène en raison de la réduction plus élevée des impuretés de surface associées au faible décalage de réseau entre le graphène et son substrat hBN. Le décalage de réseau graphène / hBN n'est que de 1,7%, ce qui est dix fois plus petit que les substrats conventionnels de graphène comme SiO240. La surface plane du hBN, l'absence de liaisons pendantes et l'absence de charges de piégeage sur la surface du hBN en font un substrat parfait pour une feuille de graphène 2D41. La mobilité élevée des porteurs améliore la propagation des ondes plasmoniques et la réponse optique du graphène32,41,42. De plus, le hBN possède d'excellentes propriétés physiques telles que la stabilité à haute température, la résistance à la corrosion, une absorption optique importante43, une interface de capture de neutrons, une durée de vie ultra-longue des porteurs39 et une affinité électronique négative importante32,40,44. La caractéristique unique du sandwich hBN / graphène est étudiée en profondeur dans le photodétecteur d'interféromètre à ondes Fabry – Perot de graphène plasmonique dans lequel en utilisant hBN comme substrat pour le graphène par rapport aux substrats conventionnels tels que SiO245. Dans ce travail, nous avons représenté que l'utilisation de hBN au lieu de SiO2 atteint la sensibilité du photodétecteur plus de 10 fois plus grande, de plus en raison de la mobilité élevée du graphène sur hBN, la bande passante du photodétecteur a connu une immense amélioration ainsi que la vitesse de photodétection. Cependant, l'utilisation de hBN en raison de la nature 2D de ce matériau provoque certaines irrégularités sur les caractéristiques du graphène qui ont été complètement étudiées lors de nos travaux précédents46.

Cette étude propose une nouvelle structure composée de nanoruban de graphène intégré dans du hBN pour piéger les nanoparticules avec des rayons dans la plage de 2, 5 à 50 nm et trier les nanoparticules en dessous de R = 2, 5 nm. Le principal mécanisme de manipulation des nanoparticules repose sur l'excitation du plasmon du graphène avec une lumière incidente polarisée en parallèle concernant la surface du graphène. Une force optique supplémentaire est exercée sur les nanoparticules via des nanorubans de graphène perpendiculaires à la force de traînée liquide. Les nanoparticules en mouvement à l'intérieur du liquide s'écartent de leur chemin d'origine dans le canal principal en réponse à la force optique exercée dans la direction verticale (Fx), se dirigeant ainsi vers les nanorubans adjacents où le champ électrique est considérablement confiné. Les points chauds du champ électrique sur les nanorubans de graphène sont 900 fois plus grands que celui incident. L'amélioration du champ électrique sur les nanorubans de graphène est significativement sensible au potentiel chimique du graphène. Par conséquent, les forces optiques dans la direction verticale (x) sur les nanoparticules peuvent être réglées en choisissant correctement la polarisation de grille et la distance d'écart optimisée entre le canal principal et les nanorubans de graphène. Ainsi, une déviation souhaitée de la nanoparticule permet de la diriger vers les branches de sortie. La longueur d'onde de résonance des rubans de graphène est ajustée en ajustant le niveau de graphène Fermi, ce qui nous permet de déterminer l'intervalle de longueur d'onde de fonctionnement du système optofluidique proposé. Enfin, la répétition de ce processus conduit à des particules individuelles avec des tailles ou des indices de réfraction souhaités triés et dirigés vers des branches de sortie.

La figure 1 indique le schéma 3D de la structure proposée. Les rubans de graphène d'une largeur de 60 nm et d'une longueur de 500 nm sont intégrés dans la couche de hBN. Les couches de hBN sont fixées en haut et en bas des nanorubans de graphène. hBN en tant que couche d'espacement isole le ruban de graphène de Si, agissant comme la porte de graphène en bas, et évite également l'effondrement des nanoparticules au sommet de la structure à l'intérieur du canal microfluidique. L'épaisseur des couches hBN supérieure et inférieure est de 30 nm, cependant, son épaisseur se réduit à 5 nm à l'intérieur des canaux microfluidiques, comme le montre le schéma en coupe de la figure 1a. Les nanoparticules cibles sont supposées être des sphères de polystyrène avec n = 1,57 pour des rayons compris entre 2,5 nm et 50 nm. Le milieu fluidique est considéré comme de l'eau avec n = 1,33. La simulation des ondes électromagnétiques à l'aide de la méthode Maxwell Stress Tensor (MST) est réalisée pour calculer numériquement les forces optiques imposées. Le canal principal est l'endroit où les nanoparticules avec un liquide sont poussées, comme le montre la figure 1b. Le mécanisme de tri commence par la particule de plus grande taille. Par exemple, les chemins de diverses nanoparticules avec différents rayons de 10 nm à moins de 2,5 nm ont été représentés. Il est illustré que la force exercée subie par les grosses particules est plus grande que les plus petites. Par conséquent, le premier nanoruban est fixé sur le premier sous-canal avec une taille d'espace plus grande que les autres espaces en raison de l'immense force détectée par les particules de 10 nm. De même, l'espace pour trier les particules de 5 nm est plus petit que l'espace des particules de taille 10 nm et plus grand que celui des particules de taille 2,5 nm. La vue de dessus de la structure proposée est représentée sur la figure 1b.

(a) Schéma 3D du trieur de nanoparticules optofluidique, (b) vue de dessus de la pince à épiler proposée.

À partir de la figure 1b, on peut voir l'algorithme de tri des nanoparticules étape par étape. À l'étape 1, toutes les particules entrent par le centre du canal principal dans la direction y, après avoir traversé le premier nanoruban de graphène (GR1), toutes les particules sont placées au milieu du ruban comme indiqué par la ligne pointillée sur la Fig. 1b, en raison de la force verticale de GR1 dans la direction x (Fx). Les nanoparticules continuent de se déplacer sous l'influence de la force du liquide dans la direction y sans déviation dans la direction x. Cependant, lorsque la particule se déplace dans la direction y et se rapproche du ruban de graphène sous-canal (GR2), les particules subissent une force de gradient dans la direction x exercée par le GR2, entraînant la déviation d'une nanoparticule spécifique (plus grande) dans la direction x. Les grosses particules détectent des forces plus fortes dans la direction x, de sorte que la déviation d'une grosse particule est plus importante que les plus petites. Par conséquent, la plus grande particule change son chemin vers le GR2 et est filtrée du canal principal. En raison de l'interaction avec le GR2 (qui est montré plus tard), la composante Fx de la force ressentie par la nanoparticule est devenue nulle mais elle a encore Fy pour pousser les nanoparticules vers la sortie.1.

Il convient de mentionner que, malgré le tri des particules les plus grosses à l'étape 1, les nanoparticules plus petites ont également ressenti une force dans la direction x et ont subi une petite déviation par rapport au centre du canal principal. Par conséquent, un autre nanoruban de graphène (GR3) est placé dans le canal principal pour repousser la déviation indésirable vers le centre du canal principal.

De même, à l'étape 1, lorsque les particules se sont établies au centre du canal principal, leur Fx est devenu nul mais se déplace toujours dans la direction y en raison de la force du liquide. Lorsque les particules se rapprochent de GR4, la particule de rayon 5 nm qui est la plus grande après les particules triées de 10 nm a ressenti un immense -Fx et comme des nanoparticules de 10 nm s'écartent du canal principal et sont triées par GR4 et continuent de se déplacer dans le deuxième sous-canal vers la sortie.2.

A l'étape 3, les nanoparticules restées dans les canaux principaux ne sont que de 2,5 nm et inférieures à 2,5 nm. par conséquent, le plus grand a dévié de son chemin principal dans le canal principal et tombe dans le piège par GR5 dans la direction x mais de même d'autres nanoparticules, il est libre dans la direction y et continue de se déplacer vers la sortie.3.

À l'étape 4, en raison de la très petite taille des nanoparticules, il n'est pas nécessaire d'établir un autre nanoruban de graphène dans le canal principal car leur déviation indésirable est presque nulle. Par conséquent, les nanoparticules restantes avec de très petites tailles de R <2,5 nm continuent de se déplacer vers la sortie. 4 en considérant l'extrémité du chemin principal comme une autre sortie pour les nanoparticules restées dans l'échantillon microfluidique dans le canal principal.

Une autre caractéristique notable de cette conception est qu'à mesure que la taille des particules devient plus petite, l'espace entre le ruban et le canal principal devient plus petit jusqu'à ce que la petite particule détecte suffisamment de Fx pour s'écarter de sa trajectoire actuelle. D'autre part, si cet espace est trop petit, la déviation des particules devient très importante et le ruban ne peut pas piéger la particule ; de même, si l'écart est trop grand, la particule ∆x sera négligeable et se déplacera dans le canal principal.

Dans l'analyse optique, nous considérons une source d'onde plane à champ total diffusé (TFSF) avec une intensité constante de 0,6 mW/µm2. Cette source est supposée être polarisée le long de la surface du graphène avec la direction de propagation normale à la surface de la structure. La méthode Finite-Difference Time-Domain (FDTD) et les couches parfaitement adaptées (PML) sont utilisées dans toutes les directions dans nos simulations. La hauteur du domaine de simulation (le long de z) est de 5 µm et la source d'onde plane est placée à 2 µm au-dessus de la surface du graphène.

Le graphène est modélisé comme une feuille bidimensionnelle dans l'analyse FDTD, et selon45,47, sa conductivité de surface est décrite par l'approximation de phase aléatoire (RPA) qui est donnée par :

où ħ est la constante de Plank réduite, T est la température, ω est la fréquence angulaire, μc est le potentiel chimique, Γ est le taux de diffusion phénoménologique supposé indépendant de l'énergie εσ, et fd (εσ) est la fonction de distribution de Fermi – Dirac. Les parties réelles et imaginaires de la conductivité de surface du graphène en fonction du potentiel chimique sont illustrées à la Fig. 2.

(a) parties réelles et (b) imaginaires de la conductivité de surface du graphène en fonction de la longueur d'onde et du potentiel chimique (µc), (c) variation du potentiel chimique en fonction de la tension de grille, et densité de porteurs de charge totale et induite par la grille à la surface du graphène.

Comme un condensateur à plaques parallèles, les porteurs de charge seront accumulés au niveau de la feuille de graphène puisqu'une tension de grille est appliquée à Si en tant qu'autre plaque du condensateur. La densité de porteurs de charge induite par la tension de grille peut être obtenue par ng = Cg (Vg-Vdirac)/q, dans laquelle Cg est la capacité de grille, Vdirac est la tension de grille appliquée correspondant à Ef = 0 dans le graphène, Vg est la tension appliquée à la grille et q est la charge unitaire. L'accumulation de porteurs de charge dans le graphène décale le niveau de Fermi de sorte que ce décalage par rapport à la tension de grille puisse être calculé via Eq. (2).

Dans cette équation, ε0, εr et dox sont respectivement la permittivité du vide, la permittivité diélectrique et l'épaisseur diélectrique46,48. La figure 2c montre le déplacement du potentiel chimique du graphène en tant que fonction de tension de grille. L'encart représente la densité de porteurs de charge totale et induite par la grille de la surface du graphène sous la forme d'une plaque de condensateur. Dans nos travaux précédents19, l'analyse électromagnétique des dispositifs à base de graphène utilisant la méthode FEM et le modèle de condensateur à plaques parallèles a été expliquée de manière plus détaillée.

Dans le trieur de nanoparticules donné, le hBN est modélisé comme un matériau en vrac anisotrope avec des parties réelles et imaginaires parallèles et perpendiculaires des fonctions de permittivité obtenues à partir de l'équation. (3). Ce matériau est un cristal de van der Waals avec deux types de modes de phonons actifs IR pertinents pour son hyperbolicité39.

où m = ⊥, //, ϵ∞,⊥ = 4,87, ϵ∞,∥ = 2,95, Γ⊥ = 5 cm−1 et Γ∥ = 4 cm−142,43,49,50. Les parties réelle et imaginaire de la permittivité anisotrope du hBN en fonction de la gamme de longueurs d'onde sont également illustrées sur la figure 3. La partie imaginaire de la permittivité dans les deux sens est presque nulle. Par conséquent, le hBN agit comme un matériau diélectrique sans perte dans cette gamme de longueurs d'onde et comme un substrat parfait pour les rubans de graphène. Les modes phonons hors plan avec ωTO = 780 cm−1 et ωLO = 830 cm−1, et les modes phonons dans le plan avec ωTO = 1370 cm−1, ωLO = 1610 cm−1 (ϵ⊥ < 0, ϵ∥ > 0) sont extraits de42. De plus, la permittivité du Si est tirée de 51 et illustrée à la Fig. 3c. Comme il est clair dans la plage de longueur d'onde de 3 à 6 µm, la partie réelle de sa permittivité ne change que de 0,1 et sa partie imaginaire est toujours proche de zéro.

Les parties réelles (a) et imaginaires (b) de la permittivité anisotrope hBN (c) Les parties réelles et imaginaires de la permittivité Si en fonction de la longueur d'onde, respectivement.

L'empilement graphène-hBN peut être créé en transférant à sec du graphène sur un cristal hBN épais clivé mécaniquement, comme décrit dans52. Pour fabriquer un nanoruban de graphène sur une surface hBN, une méthode de transfert mécanique52 pour déposer du graphène sur des substrats hBN peut être utilisée. Il s'agit d'une méthode spéciale pour transférer le graphène d'un substrat à un emplacement exact sur un autre substrat (dans ce cas, un flocon de hBN). cette méthode peut être utilisée pour fabriquer des nanorubans de graphène multicouches53. Dans cette méthode, un soin extrême est pris pour réduire les résidus d'eau et c'est ce qu'on appelle la "méthode de transfert à sec". Ils ont adopté la méthode de transfert à sec selon nos besoins. Une méthode de transfert à sec se compose principalement de quatre étapes comme illustré à l'étape A, le PMMA (portant le graphène) est suspendu dans une fenêtre en plastique qui a été attachée à la puce en utilisant du ruban adhésif double face sur le côté PMMA. Ensuite, à l'étape B, le film PVA sacrificiel est dissous dans de l'eau DI pour libérer le film PMMA de son substrat. Le graphène est au-dessus du PMMA, il ne sera donc jamais en contact avec l'eau. À l'étape C, ils ont collé la membrane PMMA sur une lame de transfert en aluminium, qui est fixée à un aligneur de masque modifié. Pendant le processus de transfert, ils fixent le substrat contenant du hBN sur le support. À l'étape D, à l'aide des micro-manipulateurs de masque optique, ils alignent le flocon de graphène sur le cristal de hBN et abaissent le côté polymère sur le substrat. Lorsque le polymère touche le substrat, il établit un contact fort avec le substrat SiO2. Ensuite, ils éteignent la vanne d'azote de l'aligneur de masque et descendent le substrat de support avec le polymère PMMA qui y est attaché. Ils ont finalement placé le substrat avec le flocon de hBN cible sur un appareil de chauffage sur mesure qu'ils ont réglé à 110˚C pour améliorer l'adhérence entre le graphène et le hBN pendant au moins 10 min. Ensuite, l'échantillon est laissé refroidir et le PMMA est éliminé avec de l'acétone et de l'isopropanol (IPA). Comme le nettoyage chimique avec des solvants organiques laisse toujours des résidus, ils recuisent également les échantillons. A ce stade, ils chauffent lentement les échantillons à 400˚C dans un four tubulaire en formant un environnement gazeux et les y recuisent pendant ∼3 h avant de les refroidir lentement à température ambiante. Ce traitement est très efficace pour éliminer les résidus de polymère du transfert.

Étant donné que cette méthode de fabrication ne nécessite qu'une seule étape de nettoyage, elle permet une préparation rapide de l'appareil de graphène sur hBN avec peu de bulles et de rides. Les mesures de transport électrique des dispositifs au graphène sur hBN ont des mobilités et une inhomogénéité des porteurs qui sont presque d'un ordre de grandeur meilleures que les dispositifs sur SiO2.

Le principe des pincettes optiques est basé sur l'observation que la lumière possède une quantité de mouvement. La force de diffusion et la force de gradient sont les deux formes les plus fréquentes de forces optiques. La force de diffusion résulte de la conversion de l'impulsion photonique, tandis que la force de gradient apparaît lorsque la distribution du champ lumineux n'est pas uniforme. Cependant, dans la particule de Rayleigh (a⟪λ), la force de diffusion est négligeable. Afin d'évaluer les forces optiques agissant sur une particule dans un premier temps, nous intégrons MST à la surface de la particule54. La force optique moyenne exercée est donnée par :

où n est l'unité normale du vecteur pointant vers l'extérieur vers la surface S renfermant la particule, et TM est le tenseur de contrainte de Maxwell obtenu par Eq. (5):

où εT et µT représentent la permittivité et la perméabilité du milieu, et E et H sont les vecteurs d'intensité de champ électrique et magnétique. r et t représentent respectivement le vecteur de position et le temps.

Lorsque la particule est guidée par le champ évanescent et se déplace le long d'un substrat planaire dans un canal d'écoulement et est poussée par une force de diffusion en fonction de son rayon et de sa distance au substrat, elle subit la traînée de Stokes55, qui est décrite par :

où µf, v, a et h sont la viscosité de l'eau prise à 0,89 mPa.s dans la pièce56, la vitesse des particules, le rayon des particules et la distance entre la surface et le centre de la particule, respectivement.

Comme discuté précédemment, une augmentation du niveau de graphène Fermi rend l'effet plasmonique plus robuste et améliore le champ électrique à la surface du ruban. La figure 4a représente la force totale ressentie par une particule de 20 nm en fonction du potentiel chimique du graphène et de la longueur d'onde de la lumière incidente. Il est clair que la force totale atteint sa valeur maximale dans la gamme de longueurs d'onde de 4 à 4,5 µm et le potentiel chimique du graphène de 1 à 1,3 eV ; la force maximale ressentie par toute particule se produit à une longueur d'onde de résonance de 4,26 µm et au potentiel chimique du graphène de 1,15 eV. La figure 4b illustre l'amélioration du champ électrique et la variation de la longueur d'onde de résonance en fonction du potentiel chimique du graphène. L'amplitude du champ électrique à la longueur d'onde de résonance de 4,26 µm devient 1800 fois plus grande que le champ électrique de la source.

(a) La force totale ressentie par une particule d'un rayon de 20 nm en fonction du potentiel chimique du graphène et de la longueur d'onde de la lumière incidente (b) amélioration du champ électrique et variation de la longueur d'onde de résonance par rapport au potentiel chimique du graphène.

Selon la figure 4b, au potentiel chimique du graphène d'environ 1,2 eV, le champ électrique atteint sa valeur maximale à la surface du ruban de graphène (coupe transversale). Cependant, comme le potentiel chimique du graphène augmente à 1,25 eV, le champ électrique diminue jusqu'à atteindre zéro et les propriétés optiques du graphène disparaissent. Il n'y a donc pas de ruban de graphène pour affecter les nanoparticules.

Ici, nous supposons une structure avec seulement deux canaux pour analyser la fonction du trieur. L'un de ces canaux est le principal et, et l'autre est situé sur le substrat avec un espace défini et leur largeur est de 120 nm dans la direction x. La figure 5a montre le Fx exercé sur des nanoparticules de différentes tailles, qui sont fixées au centre du canal principal, où le ruban de graphène dans le deuxième canal a un écart de 117 nm par rapport au canal principal. Les particules plus grosses subissent une force plus importante. Sur la figure 5a, pour les particules avec R = 15, 20 et 30 nm, Fx est calculé pour la longueur d'onde source constante de 4,44 µm, qui est la longueur d'onde de résonance plasmonique des rubans de graphène. Pour des nanoparticules de tailles différentes, la valeur de µc est constante. La figure 5b représente la force exercée sur les mêmes nanoparticules par rapport à la longueur d'onde de la lumière incidente à un potentiel chimique de graphène fixe de 1,15 eV. On peut voir que le confinement du champ électrique atteint sa valeur maximale lorsque la longueur d'onde de la lumière incidente est de 4,44 µm. Cette figure montre que la force exercée sur les particules dépend fortement de la taille de ces particules, mais la longueur d'onde de résonance ne varie pas avec la taille des particules.

Fx des particules avec R = 15, 20 et 30 nm à (a) λ = 4,26 µm et µc entre 0,8 et 1,7 eV et à (b) λR entre 3,8 et 4,7 µm et µc = 1,25 eV.

La figure 6a représente le champ électrique total sur la surface de graphène, et la figure 6b représente le champ électrique total sur la surface xz du ruban de graphène. Le champ électrique aux bords de la ligne de touche augmente de manière significative jusqu'à 1500 fois. Le ruban de graphène est à l'état passant à la longueur d'onde de résonance. Comme le montrent les figures 6a, b, le gradient de champ au centre du ruban et sur deux bords latéraux en son milieu est supérieur à celui des autres parties et atteint sa valeur maximale sur les deux côtés des rubans. Des points chauds du champ électrique se forment sur les bords du ruban. Les figures 6c, d représentent les composantes x et y du profil de champ électrique ainsi que la direction de la force optique dans diverses positions. On peut voir que la composante y du champ électrique est trop petite que la composante x. Ainsi, la particule subit une force optique plus petite le long de la direction y, qui peut être ignorée par rapport aux autres composantes de la force optique. La raison en est que la source est polarisée en x, perpendiculaire à la sous-surface du graphène.

Représente la composante totale du champ électrique en vue de dessus (a), la vue en coupe du champ électrique total (b), la composante x du champ électrique en vue de dessus (c) et la composante y du champ électrique en vue de dessus (d).

La figure 7b représente la force optique induite sur la particule de 20 nm dans toutes les directions lors d'un déplacement perpendiculaire au ruban de graphène. Comme on peut le voir, plus la particule se déplace vers le nanoruban, plus la force ressentie est importante. Fx a deux pics lorsque la nanoparticule atteint deux côtés du nanoruban de graphène ; tandis qu'au centre du ruban, Fx est nul en raison de la symétrie de la structure. Lorsque la particule traverse le nanoruban, Fx est négatif et ramène la particule vers le centre du ruban, où elle est piégée. Dans le cas du Fz, il s'agit toujours d'une force antagoniste tirant la nanoparticule vers la surface de la structure, et contrairement au Fx, elle est maximale au centre du ruban. De plus, comme le montre la figure 7a, lorsque les nanoparticules se déplacent le long de la direction y avec un écart constant par rapport au ruban à x fixe = 0, Fx et Fz ont des valeurs maximales au centre du ruban. De plus, Fy est presque négligeable dans la direction y. Il convient de mentionner qu'ici l'analyse dynamique n'est pas encore étudiée, et les figures montrent que des particules de toute taille peuvent être piégées par des nanorubans. L'état dynamique du système proposé sera largement étudié dans la section suivante.

Forces ressenties par une particule R = 20 nm lorsque (a) elle est fixée à x = 0 et se déplace le long du canal avec G = 117 nm et (b) elle est fixée à y = 0 et se déplace sur la largeur du canal avec G = 117 et son potentiel de piégeage.

L'écart entre les nanoparticules et le ruban de graphène affecte de manière significative la force optique subie par les nanoparticules se déplaçant dans le canal principal. La force exercée augmente en diminuant l'écart entre eux. La figure 8b illustre la proportion de gap et de Fx exercée pour cinq différentes nanoparticules lorsqu'elles sont fixées à x = y = 0. Cette figure montre que la force diminue en augmentant la distance entre la nanoparticule et le ruban de 10 à 170 nm. De plus, la largeur et la longueur du nanoruban de graphène peuvent imposer une amélioration du champ électrique de sorte que la force exercée par la nanoparticule est affectée, comme le montre la figure 8a. en calculant la force de la nanoparticule avec un rayon de 20 nm pour des largeurs comprises entre 30 et 120 et des longueurs 100 à 700, on voit que la force la plus élevée est atteinte à largeur = 60 nm et longueur supérieure à 500. De plus, on peut voir qu'à W = 60 nm, Fx exercé sur la nanoparticule a la valeur maximale dans la direction x. De plus, la taille des particules et les forces optiques peuvent faire varier la force de traînée ressentie par les nanoparticules induites par le flux microfluidique dans l'entrée. la figure 8c représente la relation entre la force de traînée avec la taille des particules et la composante x de la force ressentie par la nanoparticule ; ici, l'écart est fixé à 117 nm. Les deux forces augmentent en augmentant la taille des particules, et les variations FX avec la taille des particules permettent de trier les particules en fonction de leur taille.

Fx pour (a) une particule R = 15 nm L = 500 et w entre 30 et 120 et w = 60 nm et L entre 100 et 700 (b) R = 10 à 30 nm et G entre 10 et 170 nm (c) traînée et Fx pour les particules avec R = 5,10,15,20,25 et 30 nm.

Nous avons étudié statiquement les paramètres qui affectent la manipulation des nanoparticules. Dans ce qui suit, des simulations de structure dynamique sont évaluées, nous donnant des informations plus intéressantes sur la structure conçue. Ici, nous étudions le mouvement de la particule le long du canal en fonction du temps pour différentes lacunes et tailles. Puisque les variations d'écart affectent le Fx induit sur une nanoparticule, celle-ci connaît une trajectoire différente. Cependant, lorsque l'écart est fixé à sa valeur optimisée, la nanoparticule est piégée au-dessus du ruban. En revanche, les nanoparticules continuent de se déplacer au niveau du canal principal à de grands espaces.

La figure 11 représente la simulation dynamique de la particule piégée avec un rayon de 10 nm et un écart = 117 nm. La force de la composante x lorsque la particule atteint la zone du ruban a des valeurs positives et négatives. La particule n'a pas de mouvement dans la direction x lorsque le signe de la force induite est modifié. Cependant, à mesure que la particule avance par une force de traînée, Fx augmente et la particule dévie du canal principal et se déplace vers le ruban. Au petit écart, Fx atteint une valeur élevée.

La particule passe à travers le ruban en raison de la quantité de mouvement de la particule, similaire à la Fig. 9b. La force ramène la particule vers le ruban ; ce mouvement se poursuit jusqu'à ce que la force soit amortie et reste constante à zéro. Par comparaison, les figures 11a, b, qui montrent la force et la position de la particule dans le domaine temporel, peuvent être réalisées autour de 0,36 um, ce que Fx a amorti le mouvement dans la direction x de la particule, et il est devenu constant. En d'autres termes, le champ électromagnétique du ruban le piège. Une fois la particule piégée, elle se déplace le long de la direction y concernant la force de traînée illustrée à la Fig. 8. Sa direction x devient fixée à 161 nm puisqu'aucune force n'est exercée sur la particule dans la direction x, ce qui conduit à trier ce rayon spécifique à partir d'un rayon plus petit au niveau du canal principal. Les figures 9c,d représentent la même particule, cependant, avec un écart plus grand de G = 125 nm. Comme indiqué à 0,4 µS, Fx a la valeur positive maximale, ce qui signifie la force ressentie par la particule dans la direction + x. Cependant, en raison du grand espace et de la faible force exercée sur la particule, la position de la particule n'a pas de changement considérable dans la direction x et continue de se déplacer dans le canal principal.

(a, b) Force et position en fonction du temps pour une nanoparticule avec R = 10 nm et G = 117 nm, respectivement. (c, d) Force et position en fonction du temps pour une nanoparticule avec R = 10 nm et G = 125 nm respectivement.

Notamment, lorsque la plus grosse particule est triée, la plus petite particule s'écarte de sa trajectoire principale. Cependant, en raison d'un Fx mineur par rapport à la particule piégée, elle reste dans le canal principal, comme illustré à la Fig. 9. Pour retirer la particule indésirable déviée du centre du canal principal ; comme on peut le voir sur la Fig. 1b, on place un autre ruban au centre du canal principal qui fait que la particule non triée se fixe à nouveau au centre du canal.

La figure 10a–f représente la simulation dans le domaine temporel de nanoparticules plus grandes avec des rayons de 15, 20 et 30 nm. Comme on peut le voir sur la figure 12a, la particule de 15 nm est entièrement piégée au centre du ruban où x = 155 nm avec G = 125 nm ; dans ce cas, en raison de la taille plus grande des particules par rapport à R = 10 nm, Fx prend plus de temps pour atteindre l'état d'équilibre, en d'autres termes, la particule 2 ou 3 fois parcourt le ruban jusqu'à ce qu'elle soit piégée au centre du ruban selon la figure 10a particule après 0,45 µs atteint l'état d'équilibre et piégé au centre du ruban. Bien que Fz ait toujours une valeur négative, il connaît des variations remarquables dans le temps. La raison en est qu'au centre du ruban, Fz atteint sa valeur maximale, donc Fz culmine chaque fois que la particule traverse le centre du nanoruban. Les figures 10c,d représentent la réponse dynamique des particules avec R = 20 nm ; comme on peut le voir, après t = 0,48 µs, la particule atteint un état stationnaire et est piégée au centre du ruban x = 170 nm. La figure 10e,f représente la réponse dynamique des particules avec R = 30 nm lorsque G = 170 nm. Comme on peut le voir en comparant les particules de rayon 20 et 30 nm, les particules plus grosses mettent plus de temps à être amorties, et le nombre de fois qu'elles traversent le ruban pour atteindre l'état d'amortissement est supérieur. On peut le voir sur la figure 10f particule à t = 0,4 µs piégée à fix x = 200 nm.

Force et position des nanoparticules avec (a, b) R = 15 nm et G = 125 nm. (c, d) R = 20 nm et G = 140 nm. (e, f) R = 30 nm et G = 170 nm.

Force et position en fonction du temps pour les nanoparticules avec (a) et (b) R = 2,5 nm et G = 55 nm et (c), (d) R = 5 nm et G = 90 nm.

L'une des caractéristiques notables de cette structure est le tri de minuscules particules. Comme le montre la figure 11, les particules de rayons 5 et 2,5 nm sont piégées lorsque le ruban est fixé à G = 90 nm et G = 55 nm, respectivement. En triant les nanoparticules de 2,5 nm au niveau du canal principal, seules les particules de rayons inférieurs à 2,5 nm restent et se dirigent vers la sortie du canal principal. La figure 11 montre comment les petites nanoparticules peuvent être rapidement triées en rapprochant les rubans du canal principal. Comme indiqué ci-dessus, les petites nanoparticules ont ressenti une petite force par rapport aux plus grosses. Par conséquent, pour vouloir trier les petites particules, le ruban doit être fixé à de petits espaces. Comme on peut le voir sur la figure 11a, la particule d'un rayon de 2,5 nm peut être déviée de sa trajectoire principale et piégée au centre du ruban où x = 85 nm en fixant le ruban avec G = 55 nm. la particule, comme discuté ci-dessus, se déplace plus rapidement par rapport aux particules plus grosses. Par conséquent, il est piégé très tôt à t = 0,215 µs. Après ce temps, la composante x de la particule devient fixe, et la composante y continue d'évoluer vers une valeur plus étendue jusqu'à ce qu'elle atteigne le bord de la structure et sa sortie. De même, la réponse dynamique des particules de 5 nm illustrée à la Fig. 11c, d, Comme on peut le voir dans les particules plus petites, la force en fonction du temps n'a qu'un seul motif sinusoïdal ; néanmoins, le comportement sinusoïdal n'est plus observé dans le diagramme de position en termes de temps qui sont représentés sur les Fig. 11a, b respectivement. La raison en est que les minuscules particules ont de petites masses ; par conséquent, l'élan de cet article est également minuscule pour surmonter la vitesse des particules sur le ruban et la piéger plus facilement. La particule de 5 nm est piégée lorsque l'espacement du ruban est fixé à G = 90 nm à sa composante x à 125 nm après t = 0,32 µs.

Force et potentiel de piégeage en fonction de x pour les nanoparticules (a) R = 5 nm et G = 90 nm (b) R = 10 nm et G = 117.

Les figures 12a,b représentent la force de la nanoparticule et l'énergie potentielle de piégeage dans la direction x pour R = 5 nm et R = 10 nm, respectivement. Comme on peut le voir, l'énergie potentielle de piégeage est supérieure à 10 KBT pour les deux particules. D'autre part, les pics chimiques potentiels à environ 120 et 90 nm, égaux au G des deux particules, ce qui signifie que le potentiel de piégeage a la valeur maximale sur le côté gauche du ruban. De même, le signe de changement de force aux pics chimiques potentiels signifie que lorsque le chemin des particules sur le côté gauche du ruban Fx essaie de se retirer vers le ruban, il faut plus de force négative pour surmonter son élan initial en raison de la vitesse des particules. Il ressort clairement des deux figures que le signe négatif de la force est plus grand que le signe positif, résultant de la quantité de mouvement initiale des particules.

La figure 13 indique le chemin des nanoparticules dans le temps à l'écart de seuil avec le déplacement de particules plus petites de 5 nm à partir des particules piégées. Comme le montre la figure 13a, la particule avec R = 5 s'est entièrement écartée du canal principal. En revanche, le plus petit avec R = 2,5 nm a un déplacement négligeable. Néanmoins, lorsque la taille des particules devient plus importante, le déplacement des plus petites devient également important. Il est représenté sur la figure 13b, dans laquelle la particule avec R = 10 nm s'écarte du canal principal, mais le déplacement de la particule de 5 nm est d'environ 15 nm. Cependant, il reste au canal principal, et à l'étape suivante, le ruban placé sur le chemin du canal le ramène au centre. La figure 13c représente le chemin dans lequel la nanoparticule déviée R = 15 nm se déplace dans le temps. La déviation mineure de la particule n'est pas suffisante pour modifier considérablement sa composante x le déplacement de la particule indésirable, qui pour une particule de 10 nm, n'est que de 13 nm. De même, sur la figure 13d, le chemin dans lequel la particule avec R = 20 nm se déplace est représenté, et le déplacement de la particule déviée indésirable est de 25 nm et reste dans le canal principal.

Déplacement des nanoparticules avec (a) R = 2,5 et 5 avec G = 90 nm (b) R = 5 et 10 avec G = 120 nm (c) R = 10 et 15 avec G = 125 nm (d) R = 15 et 20 avec G = 140 nm et (e) représente la réponse dynamique de R = 15 et 20 nm identique à (d) lorsque le graphène nano ruban situé dans le canal principal est présent.

Comme le montre la figure 13d, bien que R = 20 nm ait été trié du canal principal en fixant le Gth à 140 nm, la plus petite particule qui a un rayon de R = 15 nm possède une déviation indésirable de Δx = 25 nm, et comme on peut le voir, elle atteint le bord du canal principal, ce qui n'est pas souhaitable. La figure 13e représente comment le graphène situé sur le canal principal résout ce problème. Par conséquent, la fonctionnalité des nanorubans de graphène dans le canal principal peut être clairement vue ici, ce qui empêche le déplacement des nanoparticules R = 15 nm dans le chemin de dévotion indésirable. (veuillez consulter les informations complémentaires Gif. 3).

Nous avons analysé l'impact de la variation de l'indice de réfraction (IR) des nanoparticules lors de la manipulation. en diminuant l'IR de la nanoparticule, le différentiel entre l'IR du milieu et la nanoparticule diminue, ce qui conduit à un champ électromagnétique faible et de sorte que la force exercée sur la nanoparticule diminue. comme l'indique la Fig. 14a, b lorsque RI passe de 1,57 à 1,5, l'écart de seuil ne peut pas piéger les nanoparticules. En plus de cela, la figure 14c illustre le mécanisme de piégeage pour les particules avec des rayons de R = 20, 15 nm et g = 125 nm. Dans cette figure, l'axe des x est la composante x de la vitesse des particules et l'axe des y est la composante x du vecteur de position des particules. Initialement, lorsque des nanoparticules R = 15 nm sont situées au centre du canal, une force positive augmente la vitesse de la particule, la déplaçant vers le bord du centre du ruban. Cependant, une fois que la particule atteint x = 125 nm, la direction de la force s'inverse, ce qui provoque la traction de la nanoparticule au lieu de la pousser et de diminuer la vitesse des particules. Lorsque la nanoparticule passe x = 190 nm (hors du ruban dans la direction x) en raison d'un FX négatif, elle revient à gauche du ruban et la nanoparticule subit une vitesse négative. Finalement, la direction de la vitesse s'inverse et les particules tombent dans le piège selon un schéma sinusoïdal en répétant ces étapes; la particule avec R = 15 nm et G = 125 nm est amortie, et sa vitesse atteint zéro comme prévu au centre du ruban. En revanche, l'encart de la figure 14c représente une particule non triée due à une grande nanoparticule. Comme indiqué, la particule a subi une fluctuation en une étape ; cependant, dans la deuxième étape, en raison de l'impulsion élevée de la particule R = 20 nm, elle s'échappe de la plage d'effet de ruban et de son champ électromagnétique vers la droite du ruban et grand x. Par conséquent, la position x de cette particule ne peut pas être fixée et sort du sous-canal. Pour voir la forme d'animation de la réponse dynamique de la Fig. 13a–e, voir les informations supplémentaires.

Déplacement de la nanoparticule avec (a) R = 10 et G = 117 (b) R = 5 et G = 90 lorsque le RI de la nanoparticule est n = 1,5. (c)Vitesse de la nanoparticule avec R = 15 nm et R = 20 nm avec G = 125.

Enfin, les écarts de seuil entre différentes tailles de particules sont explorés. La figure 15a montre le résultat final. Cette étude considère des pièces avec un rayon de 2,5 à 30 nm. Comme indiqué précédemment, les particules plus petites nécessitent des espaces plus petits pour être piégées de manière stable, tandis que les particules plus grandes nécessitent des espaces plus grands. En outre, combien de nanoparticules proches du ruban ont été témoins d'un champ électromagnétique plus important et, par conséquent, de forces plus élevées.

Écart de seuil (a) et potentiel chimique de seuil des nanorubans de graphène (b) en fonction des nanoparticules triées avec des rayons de 2, 5 à 50 nm.

Comme nous l'avons affirmé au début, la structure proposée peut également trier les nanoparticules uniquement avec un sous-canal ou un nanoruban à un écart constant. Le mécanisme physique est le même que celui de l'écart de seuil examiné précédemment ; Cependant, au lieu de modifier l'écart pour contrôler la force exercée sur les nanoparticules, le déplacement du potentiel chimique du graphène en appliquant une tension de grille au substrat Si a été utilisé pour contrôler la force exercée pour chaque nanoparticule. Pour clarifier l'algorithme de tri des particules avec l'énergie de Fermi, les figures 4a, b peuvent être utiles. Comme le montre la figure 4a, la force optique subie par les nanoparticules dépend fortement de l'énergie de Fermi du graphène. Cette attitude de la structure proposée donne une autre flexibilité pour contrôler activement la force optique mise en évidence par les nanoparticules. Comme le montre la figure 4a, la force optique ressentie par les nanoparticules atteint sa valeur maximale à µc, environ 1,15 eV. Néanmoins, la force optique chute fortement en augmentant ou en diminuant µc à partir de 1,15 eV. Cela signifie qu'une modification mineure du potentiel chimique du graphène entraîne des modifications de la force optique ressentie par les nanoparticules. Par conséquent, le potentiel chimique de graphène approprié et approprié peut être obtenu en ajustant la tension de grille polarisée. La figure 2c représente le potentiel chimique du nanoruban de graphène intégré dans hBN (valeur réaliste) en fonction de la tension de grille appliquée. La figure 15b représente le potentiel chimique seuil du graphène en fonction de la longueur d'onde dans différentes tailles de nanoparticules lorsque l'écart entre le canal principal et le sous-canal est fixé à 120 nm. Le potentiel chimique seuil du graphène pour piéger des particules de différentes tailles est représenté sur la figure 15b.

En analysant les écarts de seuil et les graphiques obtenus à partir de ceux-ci, une équation peut être proposée pour les deux méthodes énoncées dans cet article, dans laquelle uniquement avec une erreur inférieure à 2,5 nm, l'écart de seuil et l'énergie potentielle du seuil de graphène pour trier toutes les nanoparticules obtenues avec le rayon souhaité. Mais pas seulement pour les particules avec un certain rayon tel que 30, 20, 15, etc. Au contraire, pour tout rayon souhaité, on peut facilement trouver l'écart de seuil ainsi que la forme de seuil pour trier ce rayon spécifique. Les équations 7 et 8, respectivement, sont données ci-dessous pour obtenir l'écart de seuil pour tout rayon arbitraire R et la forme de seuil pour tout rayon arbitraire R.

Dans l'éq. 7, Gth représente l'écart de seuil illustré à la Fig. 1b pour un rayon d'écart spécifique de R. les valeurs de a, b et c sont constantes et sont égales à a = 1717, b = 23 × 10–3 et c = −1695.

De plus, au seuil d'écart, comme indiqué sur la figure 15b, la structure proposée peut trier les nanoparticules en fonction du potentiel chimique des nanorubans de graphène à des écarts fixes. L'éq. 8 représente le niveau de fermi pour le tri et la déviation de toute nanoparticule spécifique avec des rayons de R.

où µc représente le potentiel chimique seuil des nanorubans de graphène pour trier et dévier toute nanoparticule spécifique avec des rayons de R. les valeurs de a1, b1 et c1 sont constantes et égales à a1 = 43 × 10–3 b1 = 8 × 10–3 et c1 = 1,574.

Cet article présente une structure pour manipuler et trier les nanoparticules en utilisant les avantages optiques et électriques des nanorubans de graphène intégrés dans le substrat hBN. Dans cette structure, deux méthodes sont utilisées pour séparer les particules, l'une à travers la distance du ruban avec le canal principal dans la direction x (verticale au canal principal), et l'autre à travers le potentiel chimique du graphène. Il a également été démontré que la structure présentée pouvait trier les particules d'un rayon inférieur à 2,5 nm, ce qui en fait l'une des rares structures capables de piéger et de trier les particules de nanoparticules de moins de 5 nm de diamètre. De plus, les deux méthodes ont montré que la structure présentée pouvait trier les particules entrant dans le liquide en fonction de leur indice de réfraction. Le principal mécanisme physique des deux méthodes dans la structure proposée est de contrôler la force sur la particule se déplaçant à l'intérieur du canal, ce qui peut être fait à travers l'espace entre le ruban et le canal ou le niveau chimique potentiel du graphène. La structure présentée peut être l'une des structures les plus utilisées et ouvrir une porte pour l'avenir des nano-biocapteurs. De plus, cette structure permet de trier et de manipuler toutes sortes de virus ou toutes particules souhaitées dans le liquide avec une très grande précision de 1 nm. Un autre avantage de la conception proposée est sa facilité de fabrication, et il n'y a aucune difficulté dans le processus de fabrication de la structure proposée, ou des effets de second ordre et des irrégularités résultent d'erreurs dans le processus de fabrication de la structure. de plus, en utilisant plusieurs animations dans le texte principal et comme informations supplémentaires, la performance et les mécanismes physiques de la compréhension de la structure proposée sont devenus très clairs. (Veuillez consulter le matériel supplémentaire pour plus de détails).

Les ensembles de données utilisés et analysés au cours de la présente étude sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

La version originale en ligne de cet article a été révisée : La version originale en ligne de cet article a été révisée : Dans la version originale de cet article, les identifiants ORCID pour Elnaz Gholizadeh et Behnam Jafari ont été omis. Les ID ORCID pour Elnaz Gholizadeh et Behnam Jafari sont (0000-0003-3308-4872) et (0000-0001-6071-3609) respectivement.

Une correction à cet article a été publiée : https://doi.org/10.1038/s41598-023-30740-7

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Ces auteurs ont contribué à parts égales : Elnaz Gholizadeh et Behnam Jafari.

Faculté de génie électrique et informatique, Université de Tabriz, Tabriz, 5166616471, Iran

Elnaz Gholizadeh, Behnam Jafari et Saeed Golmohammadi

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BJ et EG ont contribué à parts égales à ce travail et ils ont fait chaque chose et chaque travail pour préparer cet article. BJ : L'idée principale de la structure a été présentée par BJ et développée avec l'aide de EG Saeed Golmohammadi (Professeur (Associé) à l'Université de Tabriz) est le superviseur de cet article. BJ : Toute la révision a été faite par BJ De plus, l'idée principale d'utiliser le multimédia et toutes les animations sont construites par BJ

Correspondance avec Behnam Jafari.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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La version originale en ligne de cet article a été révisée : la version originale de cet article contenait une erreur dans la référence 43, qui se lit désormais : 43. Gholizadeh, E., Jafari, B., Golmohammadi, S. & Soofi H. Faible perte d'insertion et profondeur de modulation élevée Modulateur accordable à la bande de télécommunications activé par les réseaux multicouches graphène/hBN, en 2022 WC), 1-6. https://doi.org/10.1109/WASOWC54657.2022.9798421 (IEEE, 2022).

Vidéo supplémentaire 1.

Vidéo supplémentaire 2.

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Réimpressions et autorisations

Gholizadeh, E., Jafari, B. & Golmohammadi, S. Pincettes optofluidiques à base de graphène pour le tri, la manipulation et la détection des nanoparticules en fonction de l'indice de réfraction et de la taille. Sci Rep 13, 1975 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-29122-w

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Reçu : 07 août 2022

Accepté : 31 janvier 2023

Publié: 03 février 2023

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

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