光的手性以一对自旋光子的镜像不重叠为特征。但因为缺乏手性材料的限制，太赫兹波段光学手性技术的发展和应用受到阻碍。磁光材料在外磁场作用下具有特殊的光学手性，打破了光传播的时间反转对称性，实现了单向隔离，被称为非互易性。InSb因其低有效质量、频率位置适合太赫兹波段而备受关注。莫尔超晶格由于空间反演对称性的破缺而具有物理手性，观测到了手性等离子体现象。光子模态超表面在调整光-物质相互作用和操纵手性光方面具有巨大的潜力。然而，在太赫兹波段对超表面的研究还很有限。为了克服体电介质的非互易性和手性中的自旋共轭对称性，本文将InSb材料与扭曲的双层超表面结合，形成了太赫兹波段的磁光莫尔超表面(MOMM)。通过在“莫尔角”处发现新的性质，成功实现了具有自旋共轭对称性破缺的非互易手性响应。同时观察到共轭自旋态在正态和负态的简并还原现象。此外，MOMM还充分利用了InSb的磁光效应，实现了超宽带或增强的非互易手性。这些时空不对称传输和操纵机制在太赫兹基础物理以及显示、编码、光通信等领域具有广阔的应用前景。
研究内容
如图1a所示，MOMM由夹在两个扭曲金属超表面之间的InSb层组成。金属超表面被旋转成一个扭曲的角度，InSb插入其中，从而形成如图1b所示的波纹图案。金属超表面设计为如图1c所示，在0.9 THz的中心频率处具有各向异性响应。
图1所示：a)超表面示意图。b) MOMM的莫尔图案。c)金属超表面显微照片及几何参数。d)实验装置示意图。
InSb是一种在外部磁场作用下表现出回旋共振效应和非互易性的半导体材料。在这种材料中，存在一对具有右旋和左旋方向的共轭光子自旋态，并且它们的传输特性在正、负磁场下不同，呈现非互易单向传输。此外，磁化后的InSb具有非互易手性，并且共轭自旋态与磁场是镜像反对称的，被称为自旋共轭对称，如图2b所示。这些特性使得InSb具有太赫兹光学手性和非互易性。
四个自旋态中只有两个是独立的。这意味着当一对自旋态同时入射到InSb中时，总有一个自旋态可以输出，这限制了批量InSb在自旋复用和单向传输中的应用。这种自旋共轭对称传输的起源是InSb只有介电张量不对称，而没有空间结构不对称。因此，我们考虑在具有两个扭曲各向异性超表面的波纹结构中引入InSb来打破空间镜像对称性。首先，我们讨论未引入InSb或未应用MF的情况。如图2d所示，当扭曲角度为±90°或180°时，该结构在传播方向上是镜像对称的，因此它是非手性的。当倾角≠0°、±90°和180°时，空间镜像对称性被打破，但传输系统仍然是时间反转对称的。因此，当传播方向相反时，两个自旋的传输性质是相同的，这种结构表示如图2a所示的正向圆二色性或正向旋光性效应。为了区别于磁化InSb中MO的非互易手性，这种非磁性的莫尔超表面的手性响应是互易的，因此本文将其称为互易手性。利用等效法将旋转超表面转化为第一布里渊区的单周期结构，如图2e所示。当倾角为 0°时，光子带只有透射带。当倾角为45°时，由于k空间的对称性破缺，两超表层之间的导模带出现在0.6 ~ 0.9 THz左右。因此，在导模带中，当光通过莫尔莫尔超表面时，它可以高度局部化在超表面之间的间隔中，并表现出强烈的手性响应。如果MO介质位于其中，则可以增强磁光效应。当倾角为 90°时，导模消失。这也与上面的对称性分析相一致。
如图2c所示，该体系同时具有来自InSb的MO手性和来自moir超表面的结构手性，因此MOMM结构同时破坏了空间镜像对称性和时间反转对称性，消除了自旋共轭对称传输，这种传输比图2a、b所示的两种手性具有更高的不对称程度，使得四种自旋态简并。
图2：a)不含InSb的莫尔超表面的手性互易示意图。b)磁化体InSb或MOMM的非互易手性示意图。c) MOMM中具有自旋共轭对称性破缺的非倒易手性示意图。d)不同扭曲角度(从上到下)的莫尔超表面的几何对称性。e)0°、45°、90°的超表面带图。对于45°，插入的图描绘了0.8太赫兹透射场中的手性等离子体。
计算不同频率、不同MFs下的莫尔角，计算结果如图3a所示。可以得到最强的自旋共轭对称破缺。InSb的透射率也可以通过不同的MF进行广泛的调整。通过合理匹配莫尔超表面的手性与InSb的MO手性的频率位置，期望在更宽的频带内近似满足自旋共轭对称性破缺条件，从而拓宽手性或非倒易单向传输的带宽或增强其强度。我们理论上计算了R和L状态下不同MF和频率下MOMM的透过率图，如图3b所示，证明了自旋共轭对称。但当倾角为45°时，这种对称性被打破，如图3b中间子图所示。
我们模拟了在第二金属超表面界面处，当倾角为45°时，MOMM的超手性场分布的手性增强指数，如图3c所示。L+和R−在超手性场中表现出不对称性，这表明源自莫尔结构的超手性场与InSb相互作用，导致了不同的手性响应，消除了L+和R−之间的简并性。对于L−和R+，超手性场表现为镜像反对称，这意味着这两个自旋态在f = 0.8 THz, B =±0.17 t时仍然是简并态。我们还模拟了MOMM的电场传播分布，如图3d所示。在0.5 THz的回旋共振频率下，R -和L+被禁止，但R+和L -都可以发射。在远离1thz的回旋共振频率处，L+被禁止，但R−可以发射，并且R+和L−都可以发射，表现出自旋共轭对称性破缺。
图3：a)计算出的自旋共轭对称破缺在不同MFs和THz频率下的莫尔角。b)计算得到不同MFs和THz频率的MOMM在不同扭曲角度的透过率图。c)在倾角为45°的MOMM中，入射自旋的超手性场模拟。横截面位于第二金属超表面的界面处。d)当B = 0.17 T时，四种入射自旋态在0.5 THz和1 THz下的电场传播分布。
采用太赫兹时域磁极化光谱(THz-TDMPS)来测量MOMM，得到图4a所示的实验透射率图，在实验中，当倾角为0°、45°、90°时，实验结果与图3b透射矩阵的理论计算结果一致。同时，倾角为 22.5°和67.5°时，它们的映射像45°一样是镜像不对称的。它们的共轭对称破缺仍然具有0.6到1太赫兹宽带，但由于莫尔角的变化，最佳偏置中频下降到0.1太赫兹。定义CD(B, f) = TR(B, f)−TL(B, f)来表征器件的手性响应，并得到图4b中MOMM对应的CD图。0°和90°时，CD映射与B = 0镜像反对称，这意味着手性自旋状态相反，但在相反方向的MF下强度相等。最大CD为28db。当倾角 22.5°、45°和67.5°时，CD的强度与B = 0不对称。
图4：通过THz-TDMPS系统测得不同MFs和THz频率下，MOMM在不同扭曲角度的透射率图和对应的CD图。
为了定量分析非互易性和自旋共轭对称性，我们在图5中选择了几个MFs来绘制R态和L态在不同扭转角度下的透射光谱。同时定义隔离度来表征器件的非互易性和单向传输，分别为R和L状态，隔离度大于0代表隔离反向传输，小于0表示禁止正向传输。计算结果如图5g-i所示。因此，自旋共轭对称性的破坏源自于莫尔纳米超表面结构，导致一个自旋状态下非互易单向传输的隔离程度增强，另一个自旋状态下的隔离带宽延长。此外，虽然隔离效果适用于圆偏振，但对于太赫兹系统中常用的线性偏振，也可以通过添加额外的太赫兹偏振器和波片来实现隔离效果。
图5：在不同的MF下，不同的MOMM在不同自旋状态下的实验透射光谱：右旋：a) 0°，b) 45°，c) 90°;左旋：d)顶点= 0°，e) 45°，f) 90°。不同角度下MOMM的R和L自旋态对应的隔离度： g) 0°，h) 45°，i) 90°。
为了进一步证明上述的非互易手性效应，我们在图6中绘制了在不同MF下的偏振椭圆。在回旋共振带，如图6a中f = 0.5 THz处，L+和R−的极化椭球强度都很小，说明这两个自旋态是禁止通过MOMM的。L−和R+的强度随MF的增大而逐渐增大，输出电场与入射自旋态处于相同的圆极化状态。然而，当频率远离回旋加速器共振频率时自旋共轭对称破缺。
图6：在a) 0.5 THz和b) 0.75 THz的不同磁振率下，带倾角为45°的MOMM的四个入射自旋态R+、L+、R−和L−的极化椭圆。
