介质H超表面偏振模式变换特性分析

对于复合超表面结构来说,第一层介质光栅可以作为波片使用,实现偏振转换,当一束线偏振光经过介质光栅时,可以在背面超材料激发出正交偏振模式。如图5.19(a)所示,当一束TM偏振光入射到复合超表面结构时,如果没有45°放置的介质光栅,则将在0.63 THz处得到TM模式的谐振谷。然而,对于复合超表面,经介质光栅偏振转换后在其背面获得了TE模式,谐振频率落在1.3 THz处,这与单个“H”超材料的TE模式正好吻合。类似地,如果TE偏振光入射到复合超表面结构,将在0.63 THz处得到TM模式的谐振谷。由于光路可逆原理,这种情况等同于在背面超材料一端入射TM偏振光,在光栅另一端可以探测到TE模式,如图5.19(b)所示。对于反向入射的情况,谐振模式TM率先由超材料层激发,经过介质光栅时,偏振模式转换为TE模式。因此,对比正反向入射情况,同一TM偏振下得到两种不同的结果：(1)正入射时TE模式位于1.3 THz;(2)反向入射时TE模式落在0.63 THz处。该复合器件可以实现非对称传输。消光比可由公式Ext=|I正-I反|得到。从图5.20可以看出,消光比曲线出现两个峰值,分别对应TE、TM谐振位置,在0.63 THz处消光比为23 dB,1.3 THz处消光比为19 dB。

图5.19　介质-“H”超表面正反向入射时,从TM到TE的偏振模式变换图[6]

(a)TM模式正向入射情况;(b)TM模式反向入射情况

图5.20　复合超表面非对称传输下的消光比谱线[6]

为了更好地理解复合超表面的偏振模式变换机制,分别模拟TE偏振光正向入射时,单个“H”超材料和复合超表面在“H”结构表面处的电场分布,如图5.21所示,颜色深浅表示电场强弱。其中单个“H”超材料电场分布如图5.21(a)所示,其透射光谱线与图5.18(d)中的红线对应,此时0.6 THz频率点是一个非谐振位置,因此电场强度较弱且主要局域在“H”结构的上下两臂,偏振方向沿x轴方向(TE偏振)。而复合超表面电场分布如图5.21(b)所示,其透射光谱线与图5.19(b)对应,0.63 THz为TM模式的谐振频率,因此电场强度较强且主要局域在“H”结构的左右两端,偏振方向沿y轴方向(TM偏振)。由此可以发现,在同一偏振入射情况下,复合超表面结构实现了偏振模式变换。

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图5.21　TE偏振光正向入射情况下,在0.6 THz处“H”结构的表面电场分布的模拟结果[6]

(a)单个“H”超材料;(b)复合超表面“H”层

另外,给出了TE偏振情况下,1.3 THz频率处复合超表面非对称传输的电场分布,如图5.22所示。从图5.19(b)已经知道如果反向入射TM偏振光,在正面将会得到TE偏振光的透过率谱。由于光路可逆性原理,假设正面入射TE偏振光,在反面将会输出TM偏振模式。因此,图5.22(a)中TE模式正向入射的情况与图5.19(b)中的透过率谱线对应。同样地,图5.22(b)中TE模式反向入射的情况与图5.19(a)中的TM模式正向入射情况一致。由图5.22可以看出正向入射可以自由通过,而反向被禁止。

图5.22　TE偏振情况下,1.3 THz频率处复合超表面y z平面的电场分布图[6]

(a)正向入射;(b)反向入射

然而,根据半波片工作原理,只有在满足πrad相位延迟的情况下,才可以实现90°的偏振变化。事实上,复合超材料在远离πrad相位延迟的0.3~1.6 THz内实现了正交偏振转换,分析其原因是大部分的电场局域在介质光栅和“H”超材料结构之间,形成局域谐振,并且在前后两层之间多次反射,如图5.22(a)所示。经过每次反射,总有一部分椭圆偏振分量重新转换为90°线偏振,最后从超材料层输出。此外,在偏振转换的过程中,复合结构的透过率也得到了增大。对于单个的介质光栅或者“H”超材料,由于界面反射,太赫兹波最高透过率在70%(-3 dB)左右。然而在复合超表面TM到TE模式的转化过程中,在1.3 THz处的透过率可以达到90%(-1 dB)。综上所述,该局域谐振机制大大增强了偏振转换效率,扩展了工作带宽,降低了插入损耗。

本节介绍了一种介质光栅-超材料的复合超表面结构,将具有低色散、高双折射的介质光栅与具有偏振选择特性的金属超材料结合,实现了宽带的偏振模式变换。同时,实验中发现在亚波长的尺度下,其多层的结构存在局域谐振机理,极大地提高了偏振转换效率,减少了插入损耗,并扩大了工作带宽。