器件工作机理及结构优化简析

在弱磁场下,这些MSPR和F-P共振如何产生正交极化的高透射峰峰值呢?这里我们做一个更深入的分析。由于弱磁场下的回旋共振频率ωc很低,因此InSb的磁光效应在THz波段很弱,尽管磁光效应较弱,入射x方向偏振波的偏振态可通过InSb改变,并产生部分y偏振分量通过水平光栅面输出。MSPR位于InSb和金属光栅的交界面,这是一个准静态共振场,其群速度非常慢,因此InSb表面中的局部振荡场与磁光介质相互作用较强,因此更多在MSPR频率处的y偏振分量转换成x分量,尽管此时材料本身的磁光效应很弱。对于F-P共振,虽然一次共振y分量很小,但F-P共振频率处的波可以在两个金属光栅之间得到多次反射,每2 h后,y分量输出一次。由于该F P腔的Q值非常高,y分量的传输在多次振荡后大大增强。一般而言,MSPR和F-P共振增加了有效的磁光相互作用距离,并且增强了器件中的磁光材料中有限磁光效应下的磁光旋转。显然,如图7.48(a)和图7.48(c)所示,增加外磁场可以改善材料的磁光效应,从而y分量的转换得到显著增加。然而,在谐振频率之外,即使磁场增加,转换效率总是非常低,这是因为在非谐振频率处不存在材料的磁光增强。

当磁场进一步增强时,y偏振分量的转换趋于饱和,F-P共振峰的带宽变大,并且MSPR峰逐渐分裂成两个峰,这是因为在强外磁场下,表面等离子体激元分裂为具有不同有效折射率的一对顺时针和逆时针的磁表面等离子体激元模式。因此,0.05~0.1 T时的弱磁场足够维持该器件良好工作。

接下来,还计算了在0.05 T时不同温度下正向和反向x线偏振波的功率透射光谱,如图7.51(a)所示。随着温度的升高,InSb中载流子浓度增加,εL和εR上升,导致透射峰移动到更高的频率。所有反向波的透过率都低于-60 dB,因此在这个装置中实现了线性极化波的单向传输。隔离度被定义为Iso=T p-T n,其中T p和T n分别是正向波和反向波的功率透射率(以dB为单位)。隔离度曲线如图7.51(b)所示,我们可以发现此时的隔离度峰与图7.48(a)中的正向透射峰相对应,所以由于在该双层磁等离子体中MSPR和F-P共振对磁光效应的增强而导致器件具有高的隔离度,MSPR峰值的最大隔离度超过75 dB,而F-P峰值的隔离度在60~70 dB,低于MSPR峰值,这表明MSPR的磁光增强效应比F-P共振更显著。

图7.51　

(a)0.05 T时,在不同温度下,双层磁等离子体的功率透射光谱,x线性偏振波正常入射到双层磁等离子体的前后表面,这些表面由P(正)和N(负)标记以表示图中的传播方向;(b)根据(a)的数据计算的器件在0.05 T时不同温度下的隔离谱[8](www.xing528.com)

图7.52　具有不同几何形状的双层磁等离子体的透射光谱[8]

(a)固定InSb长度为100μm和光栅周期为30μm,将光栅网格宽度从16μm变化到28μm;(b)固定栅格间隙为2μm和InSb长度为100μm,将光栅周期a从20μm变为50μm;(c)固定光栅网格宽度为28μm和光栅周期为30μm,将InSb长度h从50μm变为100μm

最后,讨论器件几何形状对器件性能的影响。首先,如图7.52(a)所示,光栅网格宽度d从28μm变为16μm,随着d的下降,F-P峰值显著下降。由于在这种情况下F-P腔的Q值逐渐减小,所以F-P共振变弱,并且在这些频率点处的磁光旋转输出衰减。相反地,由于光栅网格宽度d的变化对MSPR的谐振强度和频率位置没有影响,所以MSPR峰值略高。其次,在图7.52(b)中,光栅周期a从20μm变为50μm,所有谐振峰以相同的频率移动到较低的频率。最后,如图7.52(c)所示,两个金属光栅之间的InSb长度h从100μm变为50μm,由于腔长度较短,F-P谐振按照式(7.30)按比例地移动到较高的频率。InSb长度对MSPR的影响很小,这是由InSb-金属表面上的磁光材料的特性决定的,所以只有MSPR峰稍有移动。如果只有一个金属光栅,转换效率将低于双层金属光栅,并且因为没有高Q值的F-P腔,所以F-P共振峰不会出现,但是MSPR仍然存在。

本小节提出了一种双层磁等离子体结构来实现单向传输和线性偏振转换,并且在其透射光谱中发现了几个高Q值的透射峰。通过研究这些透射峰产生的原因,在这个器件中发现了两种磁光增强机制：InSb-金属表面上的MSPR和两个垂直金属光栅之间的F P共振。此外,还研究了该器件对外磁场、温度和几何参数的依赖性和可调谐性。仿真结果表明,该装置实现了大于70 dB的单向传输,也可以作为完美正交线偏振转换器和磁光调制器,其振幅调制深度达到80%。这种磁等离子体器件可以广泛应用于THz应用系统中的THz隔离器、调制器、偏振转换器和滤波器等。