为了验证上述分析,用CST软件的频域求解器模拟了这种双层磁等离子体结构的传输过程。在x方向线偏振平面波正入射器件的条件下,模拟得到了T=180 K时不同磁场强度下的透射光谱,如图7.48所示。从图中可以看到,在0.1~1.5 THz有P0~P3四个透射峰和三个共振峰(谷)。如图7.48(a)所示,随着磁场强度从0.001 T增加到0.08 T,峰值透过率逐渐从0增加到0.78。当磁场继续从0.08 T增加到0.3 T时,结果如图7.48(b)和图7.48(d)所示,峰值透过率不再增加,但P1~P3透射峰的带宽变大,而第一透射峰P0逐渐分裂为两个透射峰和一个共振峰。
图7.48 在温度T=180 K和不同磁场强度下,x方向线偏振波正入射双层磁等离子体结构时的模拟透射光谱[8]
(a)0.001 T~0.08 T的振幅透射光谱;(b)0.1 T~0.3 T的振幅透射光谱;(c)0.01 T~0.08 T的功率透射光谱;(d)0.08 T~0.3 T的功率透射光谱
图7.49显示了器件在P0~P3峰值频率处的三维电场分布和x z切平面的场分布。第一个透射峰P0的场分布与P1、P2、P3存在很大的不同,P0在InSb中几乎没有能量分布,大部分能量局域在InSb和金属光栅的两个界面处。但是对于P1~P3透射峰,InSb内部存在局域共振模式。这种现象来源于这种双层磁等离子体结构中的两种不同的机制。P0透射峰来源于磁化的InSb和金属光栅结构之间的界面处的磁表面等离子体共振(MSPR)。图7.50(b)显示表面等离子体在金属-InSb界面处的场分布和共振,其主要存在于金属栅格间隙处。P0透射峰的频率位置可以定性地描述为f SPP=c/(n SPP·g),其中n SPP是表面等离子激元模式的有效折射率,g是器件的几何因子,所以该频率峰值受两个因素影响:一个是InSb的光学性质,其主要是取决于温度T的载流子浓度和磁场B的回旋共振特性;另一个是金属光栅的几何形状。g值的大小由光栅周期a、光栅宽度d和InSb的厚度h确定。如果a、d或h增加,g就会增加。虽然这里很难写出一个简单的解析表达式,但通过数值模拟的方法可以在下面的讨论中得到谐振频率对这些几何参数的依赖关系。
图7.49 在0.06 T和180 K下,四个频率透射峰的功率流密度在双层磁等离子体中的模拟分布[8](www.xing528.com)
图7.50
(a)在0.06 T和180 K下,前四个透射峰和两个共振频率处双层磁等离子体的x z截面内的电场分布;(b)3D x-z切平面中的双层磁等离子体激元的电场分布,第一个传输峰值为0.38 THz的输入和输出平面[8]
P1~P3是第一至第三级F-P共振,两个金属光栅形成谐振腔以产生F-P共振,其中
式中,m是F-P共振的阶数;λpm是相应的谐振波长(即透射峰的波长);h是InSb的长度;n eff是金属共振腔中被磁化的InSb的有效折射率。可以发现,当m=1、h=100μm、n eff=2.5时,λp1=500μm,λp2=333.3μm,λp3=250μm,与模拟透射峰值f p1=0.6 THz、f p2=0.9 THz、f p3=1.22 THz能很好地吻合。此外,高阶模式的频率大于理论公式计算结果得到的频率,这是因为InSb的有效折射率随着频率的增加而增加。
此外,从图7.50(b)中的电场矢量振动方向,我们可以注意到电场沿输入平面的x轴共振。在通过InSb传输后,电场振动方向沿着输出平面的y轴。因此,x方向线性偏振的THz波可以在某些频率点有效地转换成一个y方向线性偏振波,并且这些y方向线性偏振的透射峰峰值可以通过调节外磁场(0~0.08 T)灵敏地从0调节到80%,因此这种双层磁等离子体可以用作在极弱磁场下具有良好滤波输出特性的理想偏振转换器和灵敏磁光调制器。
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