金属-磁光表面等离子体透镜的色散特性分析

表面等离子体透镜能够通过SPP的光学异常透射效应实现超衍射极限的亚波长聚焦。由于SPP通过表面等离子体透镜狭缝后具有不同的相位延迟,因此通过器件结构的合理设计就可以控制输出光束的波前分布。在THz波段,Hu等提出了基于“InSb-空气-InSb”对称波导结构的主动THz表面等离子体透镜,通过外磁场控制透镜的焦距长短。尽管该器件中采用了THz磁光介质并激发了MSPP,但由于器件在正反传播方向上具有对称性,不能打破系统的时间反演对称性,因此不能实现非互易传输。

上一小节中的波导器件通过引入非对称和周期性结构实现了很高隔离度的单向THz波传输。然而,由于其是亚波长单波导结构,更加适用于片上集成THz系统,而对于自由空间中的THz传输系统很难将THz波高效低损地耦合到此类波导器件中。为此,本小节将介绍一种“金属-空气-InSb-金属”非对称周期性多波导阵列结构来实现隔离器功能,其实质是形成表面等离子体透镜的线栅结构。它既具有平板透镜的聚焦功能,又能实现自由空间THz波的大幅面、易耦合的单向隔离传输。

金属-磁光表面等离子体透镜(Metal-Magneto Optic Surface Plasmon Lens,MMOPL)的结构示意图如图7.31(a)和图7.31(b)所示,它是由周期排布的“金属-空气-InSb-金属……”线栅构成的,金属、InSb栅及空气狭缝宽均为W=20μm,传播方向长度(即器件厚度)为H=0.5 mm,整个器件的面积大于3 mm×3 mm。施加的外磁场方向垂直于纸面,如图7.31(b)所示,入射波偏振方向平行于纸面,即为TM波。相比于之前的单波导器件,该器件为面阵器件,其幅面大于自由空间中传输的THz波束大小,这样无须任何耦合器件就能够将自由空间中的THz波耦合到波导器件中,大大减小了器件的插入损耗。

图7.31　金属-磁光表面等离子体透镜的结构示意图[14]

(a)三维图;(b)俯视图;(c)一个波导单元示意图

THz波在MMOPL中传输的过程可以看作在一系列独立的“金属-介质-磁光-金属”(Metal-Dielectric-Magneto Optic-Metal,MIMOM)波导中的传输,THz波实质在两个金属板间宽为2W的空气-InSb混合磁光波导中传输,如图7.31(c)所示。这是由于THz波在金属中的趋肤深度远低于器件中金属栅宽度W,故每个MIMOM是独立的,各波导中的SPP波只有在出口处发生干涉效应。对于单个MIMOM结构,入射TM波的电磁分量H z和E y在图7.31(c)中所示的四个区域内可以表示为如下时谐形式：(www.xing528.com)

因此,可以通过式(7.27)或FEM方法求解其TM偏振波的本征值问题,其在不同外磁场下的色散关系曲线如图7.32所示。

图7.32　MIMOM波导TM波色散关系曲线[14]

(a)0 T;(b)0.1 T;(c)0.5 T

在图7.32中,β＞0表示正向传播,β＜0表示反向传播。当无外磁场时,图7.32(a)显示波导在正反传播方向上的色散关系曲线是对称的,这是普通互易波导的传输特性,色散关系曲线在1.5~1.65 THz频段存在一个由一阶SPP产生的光子带隙(粉色区域所示),注意带隙上方是存在二阶SPP的,它紧贴着空气n=1的色散关系曲线。当施加一个0.1 T的外磁场时,由于此时InSb具有旋电性,SPP将分裂为两个MSPP,它们在x-y平面内具有相反方向的角动量并分别形成右旋和左旋模式。又由于MIMOM的结构是不对称的,这两个MSPP具有了不同传播常数,导致波导的色散关系曲线发生分裂,正反向传播的色散关系曲线变得不对称,正向波分支向高频移动,而反向波分支向低频移动,如图7.32(b)所示。对应的各分支MSPP所产生的光子带隙也发生相应的移动,而使得正反向传播的光子带隙也不再在频带上重合。如图7.32(b)黄色区域所示,反向波的光子禁带位于1.45~1.55 THz,而正向波在这一频带范围内具有一阶色散关系曲线,即依然可以在波导中传播。因此这一频带就成为仅允许正向波通过而禁止反向波传输的单向隔离传输频段。相似地,图7.32(b)和图7.32(c)中蓝色区域也是仅允许反向波通过的隔离频段,后面主要讨论位于低频的那个隔离频段(图中黄色区域)。如图7.32(c)所示,当外磁场增大到0.5 T时,随着MSPP的增强,两分支的分裂增大,隔离频段对应的带宽随之增大并移动到1.1~1.4 THz。可见,由于InSb介电性质在磁场和温度下的可调性,MIMOM中的MSPP具有很宽的可调谐范围。