肖 桐，田昌會，王 軍，孟 真，范 琦，高志強(qiáng)，謝曉偉，田曉霞

一種實(shí)現(xiàn)中紅外非對稱傳輸?shù)氖终鞒砻嬖O(shè)計

肖 桐，田昌會，王 軍，孟 真，范 琦，高志強(qiáng)，謝曉偉，田曉霞

（空軍工程大學(xué)基礎(chǔ)部，陜西 西安 710051）

為了研究手征超表面在中紅外波段的非對稱傳輸特性，設(shè)計了一種基于L型結(jié)構(gòu)的手征超表面單元。利用CST電磁軟件進(jìn)行仿真分析，結(jié)果表明在68.92～88.68THz范圍內(nèi)非對稱傳輸參數(shù)大于0.8，在73.25THz處非對稱傳輸參數(shù)達(dá)到極值為0.88，由此可知該結(jié)構(gòu)在中紅外波段具有良好的非對稱傳輸特性；通過分析表面電流分布和透射場相位分布，闡明了該手征超表面的極化選擇性反射和交叉極化透射機(jī)理；對單元結(jié)構(gòu)手征強(qiáng)弱和非對稱傳輸特性的關(guān)系進(jìn)行了討論，并研究了介質(zhì)層、金屬層的厚度以及電磁波入射角度對非對稱傳輸特性的影響。

非對稱傳輸；手征超表面；線偏振；中紅外

0 引言

隨著紅外科學(xué)與技術(shù)的發(fā)展，人們對控制紅外輻射偏振狀態(tài)的能力需求越來越高。相比于紅外輻射的強(qiáng)度、相位、光譜等參量，偏振參量攜帶了其獨(dú)有的目標(biāo)特征信息，在紅外成像、紅外通信、紅外預(yù)警、紅外遙感等方面有著十分廣泛的應(yīng)用。偏振探測技術(shù)與傳統(tǒng)的輻射學(xué)和光度學(xué)探測技術(shù)相比，可以獲取目標(biāo)紅外輻射的偏振強(qiáng)度值、偏振角、偏振度、偏振橢圓率以及輻射率等參數(shù)，能夠使被探測目標(biāo)的信息量更加充分[1]。因此，實(shí)現(xiàn)紅外輻射偏振狀態(tài)的精確操控對于紅外技術(shù)有著重要意義。傳統(tǒng)的偏振態(tài)控制主要由半波片和二色性晶體實(shí)現(xiàn)，但這些器件往往尺寸較大，不利于光子集成，而且損耗大、效率較低[2-3]。此外，絕大部分自然界材料一般具有固定的折射率，而且介電常數(shù)＞1、磁導(dǎo)率≥1。因此很長一段時間以來，人們對電磁波的研究都只能局限在一個非常有限的范圍內(nèi)，直到人們提出人工電磁材料（超材料）的概念[4]。

超材料是指在亞波長尺度內(nèi)對一種或多種亞波長單元按照一定組合方式進(jìn)行空間重塑，從而能夠?qū)崿F(xiàn)電磁參數(shù)人為設(shè)計并加以控制的一類新型人工電磁材料[5]。而基于平面手征結(jié)構(gòu)的超材料因其可以實(shí)現(xiàn)負(fù)折射率，具有巨大的旋光性、圓二色性以及不對稱傳輸?shù)忍匦砸鹆巳藗儤O大的關(guān)注[6]。平面手征是指：一個平面結(jié)構(gòu)不能通過平移和旋轉(zhuǎn)操作而與它的鏡像完全重合[7]。作為超材料結(jié)構(gòu)的一種，平面手征結(jié)構(gòu)由于其表現(xiàn)出的獨(dú)特傳輸性質(zhì)而受到越來越多的關(guān)注，其中不對稱傳輸現(xiàn)象為光的偏振控制提供了新的思路。2006年，F(xiàn)edotov等[8]首次發(fā)現(xiàn)平面手征結(jié)構(gòu)具有不對稱傳輸?shù)钠嫣匦再|(zhì)——即入射方向相反的極化波具有不同透射波強(qiáng)度。

基于平面手征結(jié)構(gòu)超材料的非對稱傳輸器件是當(dāng)下研究熱點(diǎn)之一。利用非對稱傳輸特性可以實(shí)現(xiàn)許多定制功能器件，如光隔離器、光循環(huán)器、圓（線）極化器、偏振旋轉(zhuǎn)器、偏振譜濾波器以及手性開關(guān)等，且平面手征超表面可以做到小型化與集成化。但是現(xiàn)有的關(guān)于非對稱傳輸?shù)难芯恐饕性谖⒉╗9-10]以及太赫茲波段[11-12]，在紅外波段研究較少。2010年，Menzel C.等[13]首次通過三維手征結(jié)構(gòu)實(shí)現(xiàn)了近紅外波段內(nèi)線偏振的不對稱傳輸，完全打破了傳輸方向的對稱性，非對稱傳輸參數(shù)為0.2左右；2015年，劉德軍等[14]利用H-h型手征結(jié)構(gòu)實(shí)現(xiàn)了THz波段的圓偏振和線偏振的非對稱傳輸，非對稱傳輸參數(shù)最大為0.56；2017年，鄧飛唐等[15]采用3層金屬兩層介質(zhì)的結(jié)構(gòu)，在近紅外波段實(shí)現(xiàn)了非對稱傳輸參數(shù)達(dá)到0.9的非對稱傳輸，但相比之下該結(jié)構(gòu)較為復(fù)雜。目前尚未有針對中紅外大氣窗口的非對稱傳輸結(jié)構(gòu)設(shè)計的研究報道。本文設(shè)計了一種在中紅外波段內(nèi)實(shí)現(xiàn)超寬帶非對稱傳輸?shù)腖型雙面手征結(jié)構(gòu)，該結(jié)構(gòu)為上下兩層金屬貼片的三明治結(jié)構(gòu)，相比現(xiàn)有報道的工作在近紅外波段的3層金屬兩層介質(zhì)的結(jié)構(gòu)更加簡單，可以實(shí)現(xiàn)68.92～88.68THz范圍內(nèi)（帶寬19.76THz）非對稱傳輸參數(shù)大于0.8，峰值為0.88。

1 線極化波非對稱傳輸理論分析

假設(shè)平面手征結(jié)構(gòu)位于平面，入射線極化平面波沿＋方向垂直入射，則入射波電場可表示為：

透射電磁波的電場為：

對于上述式(1)和式(2)可以用電磁場傳輸方程聯(lián)系起來，即：

式中：下標(biāo)和分別表示入射波和透射波的極化狀態(tài)，既可以是極化，也可以是極化，由式(1)、(2)和(3)可以得出，透射波與入射波之間的傳輸關(guān)系為：

可以得到線極化電磁波的瓊斯矩陣，即傳輸矩陣為：

式中：lin＋表示沿＋方向傳播的線極化波的傳輸矩陣；t、t表示同極化透射系數(shù)；t、t表示交叉極化透射系數(shù)。同時，根據(jù)互易定理，當(dāng)電磁波沿－方向入射時，式(5)中t與t的幅值不僅會交換，而且會產(chǎn)生180°的相移，此時傳輸矩陣變化為：

根據(jù)式(5)、(6)中l(wèi)in＋和lin－兩個傳輸矩陣的區(qū)別，使用非對稱傳輸參數(shù)來表征非對稱傳輸特性的強(qiáng)弱程度，定義為：

＝|t|2－|t|2(7)

當(dāng)不為零，即t≠t時表現(xiàn)出非對稱傳輸特性，因此對于產(chǎn)生線極化波非對稱傳輸?shù)慕Y(jié)構(gòu)有：

式中：lin(x)和lin(y)分別對應(yīng)于和極化電磁波入射時的非對稱傳輸參數(shù)。

2 結(jié)構(gòu)設(shè)計

目前常見的手征結(jié)構(gòu)有H-h型結(jié)構(gòu)[14]、魚鱗形結(jié)構(gòu)[8]、矩形環(huán)開口型結(jié)構(gòu)以及更為復(fù)雜的三層金屬兩層介質(zhì)型結(jié)構(gòu)[15]，通過對各種形式手征結(jié)構(gòu)的總結(jié)和分析，本文選擇了結(jié)構(gòu)簡單、易于實(shí)現(xiàn)且手征較強(qiáng)的L型結(jié)構(gòu)。如圖1所示，所設(shè)計的單元結(jié)構(gòu)為雙面三明治結(jié)構(gòu)，即上下兩層L型金屬貼片以及中間介質(zhì)層組成。結(jié)構(gòu)主體為可以緊密排列的四邊形，上下兩層金屬貼片為尺寸參數(shù)相同的L型，由于L型的長臂和短臂長度不同，故兩面金屬貼片分別具有二維手征。每個結(jié)構(gòu)單元背面金屬貼片由正面貼片先在平面內(nèi)順時針旋轉(zhuǎn)90°，再繞縱軸旋轉(zhuǎn)180°而得，如圖2所示。這樣得到的結(jié)構(gòu)單元正反兩面都具有手征。

該結(jié)構(gòu)貼片材料選用金屬金，金在紅外波段滿足Drude模型，其等離子體頻率p/2p＝2176THz，碰撞頻率/2p＝6.5THz[16]。貼片之間為介質(zhì)層，選用0.25～9mm寬波段紅外透射材料Y2O3（三氧化二釔），其介電常數(shù)為3.06，損耗角正切值為0.001。優(yōu)化后的結(jié)構(gòu)參數(shù)為：＝0.7mm，1＝0.69mm，2＝0.45mm，＝0.1mm，＝0.24mm，m＝0.1mm。

圖1 單元結(jié)構(gòu)示意圖

圖2 三維結(jié)構(gòu)形成過程

3 仿真結(jié)果與分析

3.1 仿真結(jié)果

在CST Microwave Studio仿真軟件中，建立圖1所示的結(jié)構(gòu)模型，、方向上的邊界條件設(shè)置為unit cell，方向的邊界條件設(shè)置為open（add space），采用頻域求解器。定義紅外輻射從＋方向入射到－方向出射為正向入射，反之為反向入射，在60～100THz內(nèi)對和方向極化波正向入射進(jìn)行數(shù)值仿真并提取參數(shù)，得到透射矩陣的4個參量，如圖3所示。

由圖3可見，在60～100THz內(nèi)，交叉極化透射系數(shù)t≠t，說明該結(jié)構(gòu)可以實(shí)現(xiàn)針對線偏振的非對稱傳輸。通過數(shù)據(jù)分析可以得出，在69.00～88.48THz范圍內(nèi)，t＞0.9同時t＜0.08，這表明當(dāng)極化輻射正向垂直入射時，大部分透射波被交叉極化為垂直極化方向的輻射；而當(dāng)相同極化方向的輻射反向垂直入射時極化方向則幾乎不會被改變，從而該結(jié)構(gòu)表現(xiàn)為針對線極化波的非對稱傳輸。

圖3 正向入射透射系數(shù)

利用式(8)計算出非對稱傳輸參數(shù)，如圖4所示?？梢钥吹剑?5.84～93.40THz范圍內(nèi)，lin(y)＞0.6，帶寬達(dá)到27.56THz，其中在68.92～88.68THz范圍內(nèi)lin(y)＞0.8，帶寬達(dá)到19.76THz，并在73.25THz處lin(y)達(dá)到極值為0.88。這表明本文所設(shè)計的手征超材料結(jié)構(gòu)在超寬帶范圍內(nèi)實(shí)現(xiàn)了良好的非對稱傳輸效果。

圖4 非對稱傳輸參數(shù)

3.2 非對稱傳輸機(jī)理分析

非對稱傳輸包含同一極化方向的波從結(jié)構(gòu)正面入射時被反射而從反面入射時大部分透射并發(fā)生交叉極化兩個方面，在此不失一般性地以方向極化波從正、反兩面垂直入射為例對非對稱傳輸機(jī)理進(jìn)行分析。

3.2.1 正面入射的反射機(jī)理

在CST軟件中提取非對稱傳輸參數(shù)取得峰值時的頻點(diǎn)73.25THz處表面電流分布如圖5所示。圖5(a)顯示正面手征結(jié)構(gòu)長臂上電流強(qiáng)度遠(yuǎn)大于短臂以及圖5(b)所示的反面電流強(qiáng)度。方向的極化波激發(fā)長臂上的電子而產(chǎn)生電流，使得該方向的極化波發(fā)生反射。因此整體結(jié)構(gòu)可以等效為以長臂金屬條為主的透振方向?yàn)榉较虻膩啿ㄩL金屬光柵。為了驗(yàn)證這一機(jī)理解釋，對僅有正面L型金屬貼片的結(jié)構(gòu)進(jìn)行仿真計算，得到圖6所示的極化波正向垂直入射的反射系數(shù)。由圖6可知在60～100THz范圍內(nèi)僅有正面L型結(jié)構(gòu)便可實(shí)現(xiàn)極化波的反射，這與亞波長金屬光柵的等效解釋是一致的。

圖5 75.25THz處表面電流分布

3.2.2 反面入射的交叉極化透射機(jī)理

圖7展示了透射相位為0°時，在峰值頻率73.25THz處，方向極化波在離表面結(jié)構(gòu)相同距離時的入射場和透射場的電場分布，揭示了極化轉(zhuǎn)換的演變過程。

圖6 僅正面L型結(jié)構(gòu)y極化波正向垂直入射的反射系數(shù)

圖7 入射場和透射場的電場分布

為了進(jìn)一步說明交叉極化透射的物理機(jī)理，在平面內(nèi)建立-坐標(biāo)系，與原-坐標(biāo)夾角為45°，如圖8所示。

圖8 u-v坐標(biāo)系的建立

圖9 u、v極化入射時交叉極化透射相位

4 結(jié)構(gòu)參數(shù)和入射角對傳輸特性的影響

通過仿真實(shí)驗(yàn)發(fā)現(xiàn)，L型結(jié)構(gòu)臂長、介質(zhì)厚度和金屬貼片厚度等尺寸參數(shù)以及入射角對傳輸特性均有一定影響。圖10展示了短臂L2、介質(zhì)層厚度、金屬貼片厚度以及入射角與非對稱傳輸參數(shù)的關(guān)系，圖中橫軸均為頻率，單位為THz；縱軸表示極化波從正面垂直入射時結(jié)構(gòu)的非對稱傳輸參數(shù)。

4.1 手征強(qiáng)弱對傳輸參數(shù)的影響

分析模型結(jié)構(gòu)可知，該結(jié)構(gòu)手征性是由于兩個臂長長度不一致引起的。為了研究非對稱傳輸特性與結(jié)構(gòu)手征強(qiáng)弱的關(guān)系，分別取L型結(jié)構(gòu)短臂L2為0.15mm、0.25mm、0.35mm、0.45mm和0.55mm并進(jìn)行仿真實(shí)驗(yàn)，仿真結(jié)果如下圖10(a)所示?？梢钥吹?，以0.45mm為分界，當(dāng)短臂長L2變小或者變大時，非對稱傳輸參數(shù)峰值均會下降。進(jìn)一步，分別對L2等于0和0.59mm時，即手征完全消失的情況進(jìn)行仿真實(shí)驗(yàn)，如圖10(a)所示，當(dāng)手征完全消失時，非對稱傳輸現(xiàn)象也消失了，這說明非對稱傳輸?shù)默F(xiàn)象正是結(jié)構(gòu)的手征所引起的。

4.2 介質(zhì)層厚度對傳輸特性的影響

保持其他參量不變，分別取介質(zhì)層厚度為0.22mm、0.23mm、0.24mm、0.25mm和0.26mm對結(jié)構(gòu)進(jìn)行仿真，結(jié)果如圖10(b)示?？梢悦黠@看到隨著介質(zhì)層厚度的增加非對稱傳輸參數(shù)曲線朝著長波方向移動，而波形和峰值受介質(zhì)層厚度的影響都很小。因此可以通過調(diào)節(jié)介質(zhì)層厚度得到目標(biāo)頻帶的寬帶非對稱傳輸器件。

4.3 金屬層厚度對傳輸特性的影響

保持其他參量不變，分別取金屬層厚度為0.08mm、0.09mm、0.10mm、0.11mm和0.12mm對結(jié)構(gòu)進(jìn)行仿真，結(jié)果如圖10(c)所示?？梢钥吹诫S著金屬層厚度的增加非對稱傳輸參數(shù)曲線帶寬向低頻方向縮窄，同時峰值有略微下降，因此綜合帶寬和峰值兩個因素本文選取0.10mm作為金屬層厚度最佳參數(shù)。

4.4 入射角度對傳輸參數(shù)的影響

考慮到在大多數(shù)情況下紅外輻射并非垂直入射到器件表面，因此討論入射角對傳輸參數(shù)的影響十分有必要。圖10(d)為不同入射角度下非對稱傳輸參數(shù)的變化情況?？梢钥吹诫S著入射角度的增大非對稱傳輸參數(shù)峰值變小，這主要是由于隨著入射角的增加結(jié)構(gòu)單元相對于入射波束的有效區(qū)域減小。綜合來看在0°～60°范圍內(nèi)該結(jié)構(gòu)具有較好的角度穩(wěn)定性。

圖10 結(jié)構(gòu)參數(shù)和入射角與非對稱傳輸參數(shù)的關(guān)系：(a)短臂L2變化；(b)介質(zhì)層厚度變化；(c)金屬層厚度變化；(d)入射角變化

5 結(jié)論

本文設(shè)計了一種L型雙面手征超材料結(jié)構(gòu)單元，通過CST仿真發(fā)現(xiàn)該結(jié)構(gòu)能夠?qū)崿F(xiàn)中紅外大氣窗口波段即60～100THz范圍內(nèi)的線偏振非對稱傳輸。通過改變單元結(jié)構(gòu)參數(shù)發(fā)現(xiàn)該結(jié)構(gòu)的非對稱傳輸特性是L型金屬貼片的手征引起的，而且手征越強(qiáng)非對稱傳輸參數(shù)越大，在73.25THz處非對稱傳輸參數(shù)達(dá)到極值為0.88。通過對不同介質(zhì)層厚度和金屬層厚度的仿真發(fā)現(xiàn)改變上述兩個厚度可以獲得不同頻帶和帶寬的非對稱傳輸參數(shù)曲線。改變?nèi)肷浣嵌葧r，非對稱傳輸參數(shù)峰值隨著角度增大而下降，但在0°～60°范圍內(nèi)峰值都能達(dá)到0.6以上，說明該結(jié)構(gòu)在一定范圍內(nèi)具有良好的角度穩(wěn)定性。

[1] 牛繼勇, 李范鳴. 空間目標(biāo)紅外偏振特性分析[J]. 紅外技術(shù), 2015, 37(3): 200-203. NIU Jiyong, LI Fanming. Analysis of infrared polarization characteristics of space target[J]., 2015, 37(3): 200-203.

[2] 金柯, 劉永強(qiáng), 韓俊, 等. 基于超材料的中波紅外寬帶偏振轉(zhuǎn)換研究[J]. 物理學(xué)報, 2017, 66(13): 81-85. JIN Ke, LIU Yongqiang, HAN Jun, et al. Broadband polarization conversion in mid-wave infrared based on metamaterials[J]., 2017, 66(13): 81-85.

[3] 余福源. 手性和各向異性的超材料的偏振特性及應(yīng)用研究[D]. 合肥: 合肥工業(yè)大學(xué), 2018. YU Fuyuan. Polarization properties and applications of chiral and anisotropic metamaterials[D]. Hefei: Hefei University of Technology, 2018.

[4] 黃慈. 人工手征特異介質(zhì)的電磁性質(zhì)研究[D]. 南京: 南京大學(xué), 2012. HUANG Ci. Research on Electromagnetic Properties of Artificial Chiral Specific Media[D]. Nanjing: Nanjing University, 2012.

[5] 張雅雯, 亓麗梅, 劉暢, 等. 超材料非對稱傳輸器件研究[J]. 量子電子學(xué)報, 2018, 35(4): 385-394. ZHANG Yawen, QI Limei, LIU Chang, et al. Research on Metamaterial Asymmetric Transmission Device[J]., 2018, 35(4): 385-394.

[6] LI Z, Mutlu M, Ozbay E. Chiral metamaterials: from optical activity and negative refractive index to asymmetric transmission[J]., 2013, 15(2): 023001-023001.

[7] 董建峰, 徐超, 徐鍵. 平面手征超常介質(zhì)研究進(jìn)展[J]. 材料導(dǎo)報, 2009, 23(1): 84-89. DONG Jianfeng, XU Chao, XU Jian. Research Progress of Planar Chiral Metamaterials[J]., 2009, 23(1): 84-89.

[8] Fedotov V A, Mladyonov P L, Prosvirnin S L, et al. Asymmetric prop- agation of electromagnetic waves through a planar chiral structure[J]., 2006, 97(16): 167401.

[9] Menzel C, Helgert C, Rockstuhl C, et al. Asymmetric transmission of linearly polarized light at optical metamaterials[J].2010, 104(25): 253902.

[10] ZHAO R, CHEN H Y, ZHANG L, et al. Design and implementation of high efficiency and broadband transmission-type polarization converter based on diagonal split-ring resonator[J]., 2018, 161: 1-10.

[11] 趙銘茜, 程用志, 陳浩然, 等. 太赫茲波段雙頻帶手征性超表面的設(shè)計[J]. 光學(xué)學(xué)報, 2019, 39(4): 333-341.

ZHAO Mingxi, CHENG Yongzhi, CHEN Haoran, et al. Design of dual-band chiral metasurface in terahertz band[J]., 2019, 39(4): 333-341.

[12] 陳琦, 潘武, 王澩尹, 等. 太赫茲寬帶非對稱傳輸器件的研究[J]. 半導(dǎo)體光電, 2019, 40(4): 472-475.

CHEN Qi, PAN Wu, WANG Cunyin, et al. Research on terahertz broadband asymmetric transmission devices[J]., 2019, 40(4): 472-475.

[13] Menzel C, Helgert C, Rockstuhl C, et al. Asymmetric transmission of linearly polarized light at optical metamaterials[J]., 2010, 104(25): 253902.

[14] LIU D J, XIAO Z Y, MA X L , et al. Asymmetric transmission of linearly and circularly polarized waves in metamaterial due to symmetry-breaking[J]., 2015, 8(5): 052001.1-052001.4.

[15] TANG D F, WANG C, PAN W K, et al. Broad dual-band asymmetric transmission of circular polarized waves in near-infrared communication band[J]., 2017, 25(10): 11329-39.

[16] 王斌科, 王可欣, 田昌會, 等. 一種新型紅外頻率選擇表面[J]. 紅外技術(shù), 2019, 41(1): 22-26.

WANG Binke, WANG Kexin, TIAN Changhui, et al. A novel infrared frequency selective surface[J]., 2019, 41(1): 22-26.

[17] 孫靚. 復(fù)合人工電磁材料實(shí)現(xiàn)電磁波非對稱傳輸性能的研究[D]. 南京: 南京大學(xué), 2015.

SUN Liang. Research on Asymmetric Transmission of Electromagnetic Wave by Composite Artificial Electromagnetic Materials[D]. Nanjing: Nanjing University, 2015.

Chiral Metasurface Designed for the Asymmetric Transmission of the Mid-infrared Band

XIAO Tong，TIAN Changhui，WANG Jun，MENG Zhen，F(xiàn)AN Qi，GAO Zhiqiang，XIE Xiaowei，TIAN Xiaoxia

(Department of Basic Science, Air Force Engineering University, Xi'an 710051, China)

To study the asymmetric transmission characteristics of the chiral metasurface in the mid-infrared band, a chiral metasurface unit based on an L-shaped structure isdesigned.A simulation analysis using CST electromagnetic software reveals that the asymmetric transmission parameter is greater than 0.8 in the range of 68.92-88.68THz and reaches the extreme value of 0.88 at 73.25THz. It can be observedthat the structure exhibits good performance in terms of asymmetric transmission in the mid-infrared band.The polarization selective reflection and cross-polarization transmission mechanism of the chiral metasurface are clarified by analyzing the surface current distribution and phase distribution of the transmission field.The relationship between the chiral strength of the unit structure and the asymmetric transmission characteristics is also discussed.The influence of the thickness of the dielectric and metal layers and the incident angle of the electromagnetic wave on the asymmetric transmission characteristics is examined.

asymmetric transmission, chiral hypersurface, linear polarization, mid-infrared

TN213

A

1001-8891(2021)03-0272-07

2020-07-08；

2020-07-28.

肖桐（1993-），男，回族，寧夏固原人，碩士研究生，主要從事紅外輻射特性與探測技術(shù)研究。E-mail:xt415574621@163.com。

田昌會（1963-），男，陜西合陽人，教授，博士，主要從事紅外輻射特性與探測技術(shù)研究。E-mail：tchtyb001@163.com。

陜西省自然科學(xué)基礎(chǔ)研究計劃資助項(xiàng)目（2019JZ-40）。