外加电场影响下双频液晶光学各向异性现象

通常情况下,向列液晶的分子会趋于沿电场方向取向排列,使液晶表现出各向异性。实验中所使用的双频液晶与传统向列液晶的不同之处在于,它的分子排列不止与电场的强度有关,也会受到交变电场频率(定义为f M)的影响。分别测量了入射THz波为x偏振和y偏振时液晶的折射率n x和n y,配置如图8.12(a)~图8.12(b)中插图所示。

给液晶样品施加强度为30 k V/m的交变电场,频率从1 k Hz增加到100 k Hz。图8.12(a)、图8.12(b)分别对应两个偏振方向下,电场频率为1 k Hz、50 k Hz和100 k Hz时的时域信号。对于x偏振,时域信号主峰随着交变电场频率增加而滞后,对y偏振则正好相反。根据式(8.4)以空液晶盒为参考计算得到的液晶折射率随交变电场频率有相同的变化趋势[图8.12(c)、图8.12(d)]。图8.12(e)、图8.12(f)是根据式(8.5)计算得到的液晶的消光系数κx和κy随外加电场频率的变化曲线,从图中可以看到,随着外加电场频率的增加,κx减小而κy增加,但两者变化很小。以1 THz处为例,当外加电场频率从1 k Hz增加到100 k Hz时,κx从0.088减小到0.057,κy从0.020增加到0.057。κx和κy都小于0.10,说明在改变外加电场频率时,双频液晶对太赫兹的吸收损耗都很小。

由于双频液晶的折射率存在一定的色散,所以为了简化讨论定义式(8.6)为群折射率,用时域信号的延迟来讨论液晶折射率的变化,并在图8.13(a)中画出n gx和n gy随交变电场频率变化的曲线。T s和T r分别代表液晶样品盒和空液晶盒(参考)时域信号的主峰对应的时间。

图8.12　

(a,b)x偏振和y偏振太赫兹波经过不同频率外加电场作用、LC 016液晶盒后的时域信号;(c,d)对应的折射率n x、n y;(e,f)对应的消光系数κx、κy[17]

图8.13　

(a)群折射率随外加电场频率变化的曲线,黑色线对应y偏振下的折射率n gy,红色线对应x偏振下的折射率n gx;(b,c)外加电场频率为1 kHz时的液晶分子排列取向和液晶折射率椭球示意图;(d,e)外加电场频率为100 kHz时的液晶分子排列取向和液晶折射率椭球示意图[17]

n gx从电场频率为30 k Hz时开始增加到80 k Hz处达到最大值,变化范围n gx(100 k Hz)-n gx(1 k Hz)=1.80-1.66=0.14。n gy从40 k Hz处开始减小到90 k Hz处达到最小值,变化范围n gy(100 k Hz)-n gy(1 k Hz)=1.66-1.86=-0.2。随着交变电场频率增加,n gx和n gy的变化趋势正好相反,因此双频液晶在太赫兹波段的光学各向异性也与交变电场频率f M有关,可以通过改变f M调控双频液晶的双折射系数Δn g=n gy-n gx,在交变电场频率为1 k Hz时双折射系数最大为0.2,在100 k Hz时最小为-0.14,当频率为63 k Hz时,n gx与n gy相等。(www.xing528.com)

由于液晶分子在电场作用下趋向于沿着同一方向排列,这时就会表现出光学各向异性,液晶分子长轴方向即是单轴晶体的光轴方向,并且长轴方向的折射率比短轴平面的折射率大,表现出正单轴晶体(n e＞n o)的性质。因此双频液晶的折射率椭球是一个以分子长轴方向为对称轴的旋转椭球。在交变电场频率为1 k Hz时,如图8.13(c)所示,与传统向列液晶类似,双频液晶的折射率椭球的长轴沿着电场方向,此时n y＞n x,Δn＞0。当交变电场频率为100 k Hz时,如图8.13(e)所示,折射率椭球的长轴平行于x轴,此时n x＞n y,Δn＜0。所以通过改变交变电场频率可以改变液晶的折射率椭球,进而调控双频液晶的各向异性,利用这种特性可以在太赫兹波段实现电控波片和相移器。

图8.14(a)、图8.14(b)中的曲线是实验得到的600μm厚的双频液晶在交变电场强度为30 k V/m、频率为1 k Hz和100 k Hz时的双折射和相位差Δδ(ω)曲线。f M=100 k Hz时在1.01 THz处相位差达到0.5πrad,f M=1 k Hz时在0.68 THz处相位差为-0.5πrad,这样就可以在大于0.68 THz时实现四分之一波片的功能,工作频率可以通过改变交变电场频率f M进行调控,在大于1.01 THz时可以通过改变f M来选择由线偏光转化为圆偏光的旋转方向。f M=100 k Hz时在1.57 THz处可以得到πrad的相位差,f M=1 k Hz时在1.33 THz处的相位差为-πrad,这样可以通过改变f M在1.33 THz以上频率时实现半波片的功能,以及在1.57 THz以上频率时实现任意的偏振变化。

图8.14　

(a,b)外加电场频率为1 kHz和100 kHz时的双折射曲线和两个正交的偏振态之间的相位差;(c,d)在同一偏振态下,外加电场频率为1 kHz和100 kHz的折射率差和相移曲线,红色曲线对应x偏振,蓝色曲线对应y偏振[17]

此外,双频液晶也可以实现电控相移器的功能。如图8.14(c)所示,由于双频液晶的光学各向异性,x和y两个偏振态的折射率变化范围[Δn d=n(100 k Hz)-n(1 k Hz)]是不同的。例如在1 THz处,Δn dy和Δn dx分别为-0.2和0.15,所以对1.33 THz频率以上的y偏振的太赫兹波来说,可以控制相移在0~πrad变化,而对x偏振的太赫兹波,则能在大于1.57 THz时控制相移在0~-πrad变化。为了得到更大的相移,可以增加双频液晶的厚度,但这将增加器件的插入损耗,降低透过率。

除了双频液晶对交变电场频率的响应,本小节也研究了电场强度对双频液晶的作用。为了确定液晶层的初始状态,我们预先给液晶施加了强度为30 kV/m、频率为100 k Hz的交变电场,此时液晶分子的排列方式如图8.14(d)所示,然后撤掉电场。之后在电极上施加频率为1 k Hz的交变电场,强度从0逐渐增加到30 k V/m。

图8.15是实验得到的群折射率曲线,n gy从10 kV/m处开始增加,到20 kV/m处达到最大值,而n gx在7 k V/m处开始减小,直到20 k V/m处达到最小值。由此可以推断,双频液晶分子的排列也类似于传统向列液晶,可以通过改变交变电场的强度进行调节。双频液晶对太赫兹波相位进行主动调控,不仅可以通过改变外加电场的频率,也可以通过改变强度来实现,但相比之下,后者有一些缺点。首先,需要用较强的电场对液晶进行预处理以确定液晶的初始状态。其次,这种调控方法是单向过程,虽然增加电场强度可以改变双频液晶分子的排列方向,但是降低强度却不能使其恢复初始排列状态。

图8.15　电场强度增加时群折射率n gy(黑色)、n gx(红色)曲线[17]

利用双频液晶设计和制备THz主动调控器件具有非常多的优点,与传统向列液晶相比,不仅不需要制作锚定层,也不需要复杂的透明电极,尤其对于比较厚的液晶层,制作难度大大降低,更重要的是这种调控方法是可逆的,而且可以进行连续稳定的控制。总之,双频液晶在THz波段是一种低色散、低吸收、宽工作带宽的材料,为实现太赫兹波偏振和相位的主动调控提供了一种重要的功能材料和技术手段。