研究文章光学

带宽无限的保偏超表面

看到所有隐藏 作者和从属关系

科学进步  29 Jan 2021:
卷7号5,eabe1112
DOI:10.1126 / sciadv.abe1112
载入中

抽象的

光束的任何偏振状态都可以分解为两个正交振荡的线性叠加,每个正交振荡具有特定的电场振幅。衍射光学元件和折射光学元件的色散特性通常会在较小的波长范围内影响这些幅度响应,从而使光的偏振特性恶化。尽管最近的工作表明可以减轻频率色散的宽带纳米光子接口的实现,但将其用于任意偏振控制仍然难以实现彩色。在这里,我们提出了一种通用方法,该方法使用通过超表面传输的圆偏振光束的原始叠加来解决衍射场的宽带全偏振特性。保持偏振的超颖表面适用于复杂的宽带波阵面成形,包括光束偏转器和白光全息图。消除传统衍射元件的色散和色散偏振响应,将使宽带偏振保持设备成为人们感兴趣的设备,可用于偏振成像,宽带偏振,增强/虚拟现实成像,全彩显示等。

介绍

偏振是电磁波的关键参数之一,在三维立体显示,量子计算,化学传感等许多领域中都起着重要作用。常规的任意偏振生成方法涉及将偏振器和波片结合在一起的笨重的光学组件。近年来,通过局部设计亚波长结构来控制电磁波的所有参数(例如相位(1, 2), 频率 (3),振幅(4),传播方向(5, 6)和极化(710),从而导致各种应用,包括镜头(11),伪装(12),感应(13, 14), 信息安全 (15)等。使用超颖表面对光的偏振态进行控制通常取决于设计各向异性(16)和手性纳米结构(17)。已经提出了两个正交极化的叠加来生成通用的输出极化,只需控制两个极化分量之间的偏移即可(18, 19)。但是,要产生完全任意的极化,必须精确控制两个极化分量的幅度差(20)。幅度控制通常是通过纳米结构的几何尺寸来进行的,但代价是引入了幅度响应的巨大色散,从而损害了器件的宽带操作,如图1所示。 图1(A和B) .

Fig. 1 使用相梯度超曲面对CP光束进行线性叠加。

(A)右CP(RCP)和左CP(LCP)具有不同大小的元结构的线性叠加。 (B)传统偏振控制超颖表面的色散偏振响应示意图。 (C)宽带极化保持设计,由RCP,LCP和LCP(或RCP,RCP和LCP)组合而成,具有统一的尺寸元结构。 (D)宽带偏振保持超颖表面的示意图。 (E)具有超颖表面双峰的角非分散设计。 (F)角非色散超表面的示意图。

在这里,我们提出了一种通常的方法,即使用正交圆极化(CP)的适当叠加,在基本上无限的波长范围内维持衍射信号的全极化状态(请参见 图1,C和D)。我们还证明了我们的方法与使用简单的metasurface doublet的基本色散补偿兼容(请参见 图1,E和F),从而展示了具有宽带偏振保持性能的宽带白光全息图像。偏振螺旋度即左CP(LCP)或右CP(RCP)的控制以及散射光的方向是通过空间定向的双折射几何相位亚结构的布置来控制的。这种独特的方法可以解决从基本光束偏转到复杂全息场分布的波前问题(2128)依赖于独特纳米结构的复制和旋转。通常,纳米结构的固有色散模态响应会产生很强的色散响应,但是在这一贡献中,我们报告了一个有趣的叠加机制,对于该机制,天线的色散贡献无法理解总体的极化响应。该方法包括:(i)基本具有简单干涉条件的,具有相同CP便利性的衍射场来控制输出光幅度,以及(ii)以相反便利性振荡的附加相位延迟衍射场来访问输出光的完全偏振。以前,已经提出了能够解决偏振相关图像投影问题的矢量亚全息图,从而提高了设计自由度以实现偏振复用( 2934)。已经提出了一种基于双原子形表面的反射型全息图,用于倾斜入射时的全偏振形全息图(35, 36)。也可以通过组合几何相位和传播相位来实现全极化亚全息图,因为该相位相位带宽较窄(3739)。在这里,我们应用了保偏超表面的概念来编码具有几何相位梯度超表面的复杂相位轮廓,并通过实验证明了具有宽带特性的任意偏振全息图像。

结果

保偏超表面的设计方法

我们提出的宽带极化寻址超颖表面的一般概念如下所示: 图1(C和D) 并与分散设计相比 图1(A和B)。 1μm的GaN薄膜 x-y 蚀刻平面以形成矩形柱,适当地布置和定向该矩形柱以获得所需的几何相位,并将给定的入射CP成形为具有相反螺旋度的偏转光束。沿着-传播的激发输入光束 z 方向选择为在 x 方向,因此可以分解为两个振幅和相位相等的CP光束。注意,入射光可以是除两个纯CP光束以外的任意偏振(请参见注释S3和S4中的更多详细信息)。正如文献中所考虑的(22),单个Pancharatnam-Berry(PB)相梯度阵列能够根据入射偏振旋转将两个入射CP光束引导到具有相反螺旋度的偏转光束中。在第一个示例中(图1A),在分散情况下,超颖表面底部的第一个亚结构线以逆时针方向排列,其取向角增量为δd 将入射的RCP偏转成以θ角传播的LCP光束d = arcsin (λδdP),其中λ是工作波长, P 是元结构的时期。 LCP光束的复杂传输是 a1(λ)eiφ1(λ)eiL (请参见方程式S3),起始旋转角(SOA)为δL,其中转换效率 a1(λ)和传播相位φ1(λ)通常是分散的,并且与底部亚结构的大小有关,而几何相位为-2δL 仅与元结构的旋转角度有关。布置在超颖表面顶线上的其他超构结构按顺时针方向以相同的δ角增量排列d 将LCP转换为以相同角度θ传播的RCP光束d。传输的RCP的复振幅为 a2(λ)eiφ2(λ)eiR 根据等式。 S3的SOA为δR, 在哪里 a2(λ)和φ2(λ)与顶部元结构的大小有关。因此,偏振的输出状态(SoP)可描述为n左心室=a1(λ)eiφ1(λ)ei2δL++a2(λ)eiφ2(λ)ei2δR(1)

椭圆角变为 χ=12反正弦a2(λ)2a1(λ)2a2(λ)2+a1(λ)2, 和the azimuth angle is ψ=φ2(λ)φ1(λ)2+δR+δL。自从 a1,2(λ)和φ1,2(λ)通常是色散的,输出偏振与波长有关,如示意图所示 图1B.

为了解决这个问题,我们提出了一个有趣的叠加方法,它使用三行相位梯度超曲面,如图所示。 图1C。宽带偏振保持设计包括用δSOA控制一个LCP和两个RCP的衍射 L1δR1, 和δR2。关键思想是使用唯一的元结构(即仅一根均匀大小的纳米柱)对所有线路均一化色散效应,以便所有传输的LCP和RCP光束共享相同的转换效率 a(λ)和传播相位φ(λ)。根据等式。 S3,输出极化可以写成n左心室R=a(λ)eiφ(λ)ei2δL1++a(λ)eiφ(λ)ei2δR1+a(λ)eiφ(λ)ei2δR2=a(λ)eiφ(λ)(ei2δL1++ei2δR1+ei2δR2)(2)

可以看出,色散项 a(λ)eiφ(λ) 分解,导致生成的极化仅与δ的旋转角度有关L1δR1, 和δR2,产生具有无限带宽的非色散极化行为,如示意图所示 图1D。注意,取决于构件的偏振转换效率的偏转效率根据入射波长而变化。可以实现设计宽带半波片纳米结构的进一步努力,以在更大的光谱范围内改善器件性能。由于转换光束的衍射角θd 色散和非色散偏振设计的等式(等式S7)都是角色散的,超表面双合透镜设计为消除角色散,如图 图1(E和F) (请参阅注释S5中的更多详细信息)。

模拟结果和色散分析

我们使用全波有限差分时域对现实的纳米结构进行了数值模拟。如图所示,元结构由蓝宝石衬底上的GaN纳米柱组成。 图2(A和B)。选择元结构的周期以避免衬底中的伪衍射效应,因为 P = 300 nm,而GaN纳米柱的厚度为 h = 1μm(请参见图S5中的更多模拟结果)。为了更好地说明我们提出的使用独特纳米结构尺寸的宽带极化寻址方法与常规双纳米结构重建方法之间的区别,即使用不同纳米结构尺寸获得的色散叠加(20),我们对两种方法进行了数值模拟,如下所示 Fig. 2。我们首先通过数值计算偏振转换效率 a(λ)(红线和黑线)和传播阶段φ(λ) (blue and green lines) with two different sizes of GaN nanopillars as shown in 图2C。正如预期的那样, a(λ)和φ(λ)高度依赖于纳米结构的尺寸。此后,在两种情况下,我们都模拟了输出偏振的方位角和椭圆率角与入射波长的关系(图2,D和F,对于离散情况,计算公式为 Eq. 1, 和polarization-maintaining case, calculated from Eq. 2)和庞加莱球体上相应的SoP(图2,E和G,分别用于色散情况和保持偏振状态。分散叠加依赖于两个不同大小的纳米结构(Lu1 = 170 nm, Lv1 = 70 nm, and δL 底线= 0° Lu2 = 220 nm, Lv2 = 120 nm, and δR 顶线= 0°)表现出很强的波长依赖性SoP(图2E), 自从 a1,2(λ)和φ1,2(λ)具有不同的色散响应 图2C。但是,我们的设计具有均匀尺寸的GaN纳米柱(Lu2 = 220 nm和 Lv2 = 120 nm)定向在不同的起始角度以解决所选的SoP,即使存在强烈的纳米结构色散响应,也可以消除色散,如图所示 图2(F和G) with δL1 = 0°, δR1 = 22.5°, and δR2 = 22.5°.

Fig. 2 超表面的数值模拟。

(A)顶视图和(B)一个元结构的透视图。 P = 300 nm和 h = 1000 nm. (C)极化转换效率的模拟结果 a(λ)(红线和黑线)和传播阶段φ(λ) (blue and green lines) with two different sizes of GaN nanopillars. Red and blue curves: Lu1 = 170 nm和 Lv1 = 70 nm。黑色和绿色曲线: Lu2 = 220 nm和 Lv2 = 120 nm. (D)计算出的输出偏振的方位角和椭圆角以及E)庞加莱球上相应的SoP与475至675 nm入射波长之间的函数关系,其中色散叠加由两种不同尺寸的GaN纳米柱组成,SOA为零,这表明相对极化的传统线性叠加会导致色散极化响应。 (F)计算出的输出偏振的方位角和椭圆率角和(G)庞加莱球上相应的SoP与475至675 nm入射波长之间的函数关系,所提出的非色散叠加包括均匀尺寸的GaN纳米柱和 Lu2 = 220 nm, Lv2 = 120 nm, δL1 = 0°, δR1 = 22.5°, and δR2 = 22.5°,表明通用构建块的组件可以实现带宽无限的宽带极化保持行为。

全极化产生

我们的叠加设计不仅解决了非色散极化特性,而且还可以生成具有统一尺寸的元结构的任意极化和全极化。为了简化讨论,我们建议将其称为LRR配置(使用一个LCP和两个RCP的设计),如图2所示。 图3A,由具有可控SOA为δ的相梯度超级电池组成L1δR1, 和δR2。由于输出极化与这三个分量之间的相对相位差有关,因此我们固定了δL1 为零。根据 Eq. 2,分散项 a(λ)eiφ(λ) 因式分解,因此输出SoP变为∣n左心室R〉 = ∣ +〉 +(eiR1 + eiR2)∣−〉 = ∣ +〉 + aeiδ∣−〉,其中 a 和 δ 是(的幅度和相位eiR1 + eiR2), 分别。因此,椭圆率角变为 χ=12反正弦a21a2+1, 和the azimuth angle is ψ=δ2。椭圆度和方位角与δ的关系R2 显示在 图3(B和C), 分别。由于0≤ a ≤2,SoP的椭圆度上限为 12反正弦35 (IE。, π4χ12反正弦35)。对应的庞加莱é sphere with δR1 = 0°,30°和60°显示在 图3(D至F), 分别。如图所示,实现了全方位角 图3G 通过控制两个δR1 和 δR2 从0°到180°。因此,生成的SoP覆盖了 π4χ12反正弦35。同样,RLL配置(一个RCP和两个LCP)如图 图3(H至N) 可以生成覆盖顶部球帽的SoP 12反正弦35χπ4 如图所示 图3N。这样,根据所需的偏振衍射状态的选择,可以在LRR和RLL配置中进行选择,从而产生输出光的全偏振和宽带特性。请注意,使用具有均匀元结构的双重叠加,色散项在 Eq. 1 也可以分解,即 a1(λ)eiφ1(λ) = a2(λ)eiφ2(λ)导致非色散特性,但仅适用于线性输出偏振。

Fig. 3 使用几何相位超表面设计全极化像素。

(A)超表面的一个超级单元由一个LCP和两个RCP光束组成。 (B)椭圆角和(C)输出光的方位角与旋转角δ的关系R2 for fixed δL1= 0°。黑色曲线:δR1 = 0°; red curve: δR1 = 30°; blue curve: δR1 = 60°。对应的庞加莱é sphere when (D)δR1 = 0°, (E)δR1 = 30°, and (F)δR1 = 60°. (G)通过控制两个δR1 和 δR2 from 0° to 180°,SoP覆盖了Poincar的底球盖é sphere with π4χ12反正弦35。 (H)超表面的一个超级单元由一个RCP和两个LCP光束组成。 (I)椭圆角和(J)输出光的定向角与旋转角δ的关系L2 for fixed δR1 = 0°. Black curve: δR1 = 0°; red curve: δR1 = 30°; blue curve: δR1 = 60°。对应的庞加莱é sphere when (K)δR1 = 0°, (L)δR1 = 30°, and (M)δR1 = 60°. (N)通过控制两个δL1 和 δL2 from 0° to 180°,SoP涵盖了Poincar的顶球帽é sphere with 12反正弦35χπ4。 (G)和(N)表示,通过通用PB构建块的阵列衍射的CP的叠加可以产生任何SoP,而无需仔细设计所需应用的元结构几何形状。

无限带宽保偏元全息图

作为原理上的证明,我们使用上述LRR和RLL配置设计了四个椭圆偏振,如下所示: Fig. 4。偏转器像素化为包含四个子结构的像素阵列 x 方向和三行 y 方向,每个像素。通过将全息相位轮廓编码为像素化的超表面,我们能够生成具有任意偏振和宽带特性的全息图像。在表S1中示出了旋转角以及相应的椭圆率和方位角的细节。我们对全息相位配置文件进行编码,以显示“黑桃”,“心脏”,“俱乐部”和“钻石”这四种扑克牌套装。图中显示了带有俯视图和倾斜图的已制成超颖表面的扫描电子显微镜(SEM)图像 图4(A和B)。图中显示了用相干激光源在λ= 600 nm照射下测得的全息图像 图4C (参见“材料和方法”以及图S9和S11中制造工艺和测量设置的更多详细信息)。如图所示,测得的SoP在庞加莱球中绘制为蓝点 图4D,这与以红点表示的设计SoP非常吻合。极化的宽带响应在 Fig. 5。黑桃的全息图像的入射波长在λ= 475 nm至675 nm范围内,如左图所示 图5(A至I)。为了表征宽带波长范围内的偏振,我们选择了Thorlabs安装的超消色差四分之一波片(AQWP05M-600),其旋转角度为θλ/4 = 67.5°以及旋转角为θ的宽带Thorlabs线性偏振片(WP25M-VIS)LP = 49.07°,位于亚全息图和投影仪之间,以阻挡设计的SoP的全息图像(设置细节在图S11中显示)。通过选择波片/偏振片的方向,全息图像几乎在整个可见范围内被完全遮挡,如右图所示。 图5(A至I),从而证实了我们的偏振保持设计方法具有出色的宽带响应。全息图像的视角与工作波长有关,因为Θ= 2 arcsin(λ/ 2Ph), 在哪里 Ph 是全息图的像素大小。因此,蓝色全息图像具有比红色全息图像小的尺寸。为了通过实验进一步量化SoP,我们将全息图像投影到宽带偏振计中,这表明SoP正确地保持在设计值附近,如图所示。 图5J。由于亚全息图的像素尺寸大于工作波长,因此生成了更高阶的图像,这降低了在 图5K。通过将像素尺寸减小到亚波长范围,可以提高效率。我们添加了一个仿真,证明使用亚波长像素尺寸可获得更高的效率,请参见图5。 S6。请注意,对于所有输入极化,保留了极化保持行为的无限带宽(请参见注释S2中的详细信息)。我们的设计方法的唯一局限性在于,除了两个纯输入CP光束外,所有输入偏振都实现了任意偏振状态的寻址(请参见注释S4中的详细信息)。

Fig. 4 全极化的全息图。

(A)顶视图和(B)超表面的SEM图像的倾斜视图。 (A)中的红色矩形高光区域显示了亚全息图的一个像素。 (C)实测全息图的全息图像(在λ= 600 nm处的照明)。 (D) Measured SoP on Poincaré领域。红点,设计值;蓝点,测量值。比例尺1μm (A and B).

Fig. 5 非色散超表面的宽带偏振保持特性。

(AI)入射波长为475至675 nm的实测全息图像(左:没有分析仪;右:在θ处有宽带四分之一波片)λ/4 = 67.5°和线性偏光片(LP)θLP = 49.07°以阻止全息图像)。右侧面板中的全息图像在整个可见光范围内几乎被完全遮挡,从而确认了超极化的出色宽带响应–maintaining design approach. (J)在不同波长下测得的SoP与 图2G。 (K)在整个可见光范围内测得的效率都高于10%。

级联超表面的角非色散波前成形

根据等式。在S7中,偏转角通常受到入射波长的影响,换句话说,器件的偏转功能保持色散。但是,可以使用超表面与折射色散材料的适当组合来处理这种与角度相关的色散响应(40),它将解决此问题(请参阅注释S5中的更多详细信息)。解决色度角色散的想法很简单,在于使用级联的平行超表面,设计用于α= 0°(请参见图S7A中的α定义),如图2所示。 图6A。因此,可以根据等式描述透射角。 S27为θt=反正弦(λδdπP+λδdπP)(3)

Fig. 6 使用级联形表面双峰的角非色散波阵面成形。

(A)在蓝宝石衬底的两侧使用两层超颖表面的角度非色散设计示意图。两层超表面的相位梯度为 dφdx=2δdP 在顶部和 dφdx=2δdP 在底部 δd=δd=30°。线性宽带光通常从顶部超颖表面照射并衍射到底部超颖表面。如绿色光路所示,从顶部偏转器会产生两个斑点。 (B)具有单层超表面(红色曲线)和双层超表面(蓝色曲线)的透射角。使用双层超表面在无限带宽中实现了非分散角响应。用(C)单层超表面和(D) double-layer metasurfaces. The holograms are imaged at the entrance slit of a spectrometer for spectrum characterization. A slit with 20 μ放置宽度为m的位置以选择P1,P2,… P5. The corresponding spectra for (E)分散情况和(F)在P1到P5位置的非分散情况在(E)中显示了大角度带宽的红移,而(F)光谱实际上是宽带的。

可以看出,当两个超表面的增量旋转角相反时(δd=δd),即当每个超表面的角度色散特性得到补偿时,恒定的透射角θt = 0°,从而得到具有无限带宽且没有任何其他近似值的理想角度非色散超表面,如图1所示。 图6B。制造细节和结果在图5中示出。 S10。与图2相同的光学设置。在此使用S11来捕获角度非色散全息图像,但图像的透射角为零。色散和非色散全息图像的实验结果显示在 图6(C和D), 分别。在doublet的出口处观察到两个点,如图所示 图6D是由第一层偏转器感应的,如图中的绿色光路所示 图6A (解释相对于左侧对应物,右侧光斑强度较弱)。然后将全息图像投影在光谱仪的入口狭缝上,以沿着位于P1,P2,... P5(从图像的左边缘到右边缘选择)上的图像的特定位置执行光谱表征,如图所示。 图6(C和D)。正如色散情况所预期的,对于较大的偏转角,全息图红的光谱会根据角度色散定律发生偏移,如图所示。 图6E。因此,P1在蓝色范围内具有更多的强度,而P5在红色范围内具有更多的强度。请注意,由于实验中考虑的图像实际部分的大小,P1至P5中的相对强度正在变化。相比较而言,在非色散和偏振保持的情况下,所有光谱在图像的所有位置始终保持宽带状态,如图所示。 图6F.

讨论

总之,我们展示了一种全偏振产生和带宽无限的偏振保持衍射平面光学器件的通用方法。它依靠由独特元素组成的PB相超表面产生的正交极化叠加来消除结构的色散响应。通过使用RLL和LRR配置对幅度控制的偏振方便性进行线性叠加,可以在异常无限的带宽上建立全偏振生成,并在475至675 nm的整个可见光范围内进行了实验证明。超表面双合透镜的实现,包括具有相反偏转特性的附加光束偏转器,被显示为解决在极大带宽上的角度色散和偏振色散。在整个可见光范围内产生和维持任何偏振态的能力将导致在全彩色显示器,增强/虚拟现实显示器,宽带偏振相机,矢量束产生,可见光通信等方面有大量有希望的应用。

材料和方法

装置制造

制造过程如图1所示。 S9。分子束外延(MBE)Riber系统用于在双面抛光后生长厚度为1μm的GaN薄膜 c-蓝宝石衬底。使用常规电子束光刻工艺对GaN纳米柱进行构图。我们在GaN薄膜上旋涂〜180 nm的聚甲基丙烯酸甲酯(PMMA)抗蚀剂(495A4),并在125°C的温度下将其烘烤在热板上。使用电子束光刻技术在20 keV(Raith Elphy Plus,Zeiss Supra 40)下使用设计的图案对PMMA抗蚀剂进行曝光,并使用3:1异丙醇:甲基异丁基酮溶液进行显影。随后,使用电子束蒸发将50 nm厚的Ni沉积在样品上。通过将样品浸入丙酮溶液中2小时进行剥离工艺后,获得Ni硬掩模。 GaN纳米棒是通过反应离子蚀刻(Oxford System)和由Cl组成的等离子体产生的2CH4氩气,然后用1:1 H进行化学蚀刻2O2:H2所以4 去除Ni硬掩模的溶液,揭示了GaN纳米柱阵列。

光学设置

用于亚全息图表征的光学装置如图2所示。 S11。激光束通过宽带线性偏振器(WP25M-VIS)传播,并在水平方向上传输轴,以产生线性偏振输入光束。它通过焦距为50 mm的消色差透镜微弱地聚焦在亚全息图上,该亚全息图安装在三维平移台上。全息图像被投影到与亚全息图相距10厘米的投影仪上。快轴角度为θ的宽带四分之一波片λ/4 以及透射角为θ的宽带线性偏振器LP 用于阻止选定的图像。我们假设入射光束 E 通过选定的四分之一波片和线性偏振片传播并描述输出电场 E出去 作为 E出去=ALP(θLP)Aλ/4(θλ/4)E。选定的旋转角度θλ/4 和 θLP 选择以阻止特定的输出图像(即 E出去=0)。

补充材料

有关本文的补充材料,请访问: http://advances.cqonlead.com/cgi/content/full/7/5/eabe1112/DC1

//creativecommons.org/licenses/by-nc/4.0/

这是根据以下条款分发的开放获取文章 知识共享署名-非商业许可,它允许在任何介质中使用,分发和复制,只要最终的使用是 不是 出于商业利益,并提供了适当引用的原始作品。

参考和注释

致谢: 资金: 我们感谢欧洲研究理事会(ERC)根据欧盟的Horizo​​n 2020研究与创新计划(授权协议号639109)提供的资金。 P.G.感谢法国国防采购机构根据ANR ASTRID成熟计划提供的支持,授予协议号ANR-18-ASMA-0006-01。 作者贡献: Q.S.和P.G.构思了这个想法并进行了实验。 Q.S.进行了亚全息图的数值模拟和光学表征。 Q.S.,S.C。和V.B.为纳米加工做出了贡献。 S.V.,B.D。和P.D.M.进行了GaN MBE生长。 Q.S.,S.K。和P.G.写手稿。 P.G.监督和协调项目。所有作者都讨论了结果并批准了该论文。 利益争夺: 作者宣称他们没有竞争利益。 数据和材料可用性: 本文和/或补充材料中提供了评估本文结论所需的所有数据。与本文相关的其他数据可能需要相应的作者提供。
查看摘要

保持联系 科学进步

浏览本文