Диэлектрические метаповерхности высокого порядка для высокоэффективных поляризационных светоделителей и оптических вихревых генераторов

Фон

В последние годы полный контроль над электромагнитными волнами стал новой областью исследований. В стремлении реализовать такой контроль метаматериалы привлекли значительное внимание своими новыми физическими свойствами, которые могут быть искусственно созданы в виде желаний путем структурирования их составляющих [1]. До сих пор метаматериалы использовались для достижения многих превосходных оптических свойств, таких как отрицательное преломление, нулевое преломление и медленный свет. Однако трехмерный метаматериал имеет много недостатков, таких как высокие собственные потери и сложность изготовления, которые ограничивают его реальные применения. С развитием нанотехнологий были предложены двумерные метаматериалы или так называемые метаповерхности, чтобы избежать этих недостатков из-за их ультратонкой субволновой структуры, относительно легкости изготовления и конформной интеграции с системами [2, 3]. Метаповерхности обычно состоят из массива оптических резонаторов с субволновым периодом и функционируют как разрывы границы раздела. Это может привести к резкому изменению амплитуды или фазы падающего луча за счет изменения геометрии резонатора. На основе этой концепции были реализованы различные метаповерхности с разными функциями, включая настраиваемый волновод [4, 5], волновые пластины [6, 7], линзы [8,9,10,11], аномальное преломление [12, 13] , компактные генераторы вихрей [14,15,16] и голограммы высокого разрешения [17,18,19].

Хотя метаповерхность демонстрирует гораздо лучшую эффективность по сравнению с трехмерными метаматериалами, потери все же следует серьезно учитывать из-за обычного использования металла. Следовательно, есть несколько улучшенных методов повышения эффективности передачи, включая метаповерхности Гюйгенса и полностью диэлектрические метаповерхности. Метаповерхности Гюйгенса могли избежать низкой эффективности; тем не менее, изготовление трехмерных структур по-прежнему затрудняет их практическое применение [20]. К счастью, диэлектрические метаповерхности можно оптимизировать, чтобы одновременно иметь перекрывающиеся электрический и магнитный резонансы на одних и тех же частотах и, таким образом, обеспечить полное 2 π фазовый контроль с высокой эффективностью передачи [21,22,23,24,25,26,27]. Однако в большинстве продемонстрированных оптических устройств в предыдущих работах используется ± 1 st моды дифракции порядка для управления волновым фронтом света, а не моды высокого порядка [28,29,30]. Недавно был предложен новый подход к управлению падающим волновым фронтом, который работает в модах высокого порядка путем модуляции дискретной фазы; тем не менее, они получили довольно низкий КПД передачи из-за собственных омических потерь металла [31, 32].

В этой работе мы предлагаем диэлектрическую метаповерхность для управления волновым фронтом, работающего в режимах дифракции высокого порядка с чрезвычайно высокой эффективностью передачи. На основе предложенной диэлектрической метаповерхности созданы два поляризационных светоделителя с резкими скачками фазы в телекоммуникационном диапазоне, работающие в режимах высокого порядка. Поляризационные делители луча способны генерировать два разных волновых фронта для двух ортогональных входных поляризаций с чрезвычайно высокой эффективностью до 88%. Кроме того, мы также разработали два генератора вихревых пучков с топологическими зарядами 2 и 3, чтобы дополнительно продемонстрировать способность разработанной метаповерхности управлять светом в режимах дифракции высокого порядка.

Методы

Схема разработанных диэлектрических метаповерхностей представлена ​​на вставке к рис. 1а. Он состоит из наночастиц кристаллического кремния толщиной 900 нм, вытравленных на стеклянной подложке толщиной 200 нм, показатели преломления которой составляют 3,48 и 1,48 соответственно. Благодаря высокому показателю преломления кремний демонстрирует качественные резонансные свойства и низкие собственные омические потери. Кроме того, наноструктурированный кремний можно легко получить с помощью зрелой полупроводниковой технологии с низкой стоимостью производства, такой как EBL и FIB. SiO ₂ подложка была использована из-за того, что потерями на отражение и поглощением можно почти пренебречь на длине волны 1500 нм. Постоянная решетки выбрана как S =650 нм. Таким образом, геометрическая фаза проходящего света, индуцированного кремниевым наностержнем, зависит от размеров нанокирпича в направлениях X и Y. Численное моделирование выполняется методом FDTD (конечно-разная временная область). При моделировании идеально согласованный слой (PML) был добавлен к слою выше и ниже ячейки, чтобы функционировать как поглощающие граничные условия. Кроме того, периодические граничные условия (PBC) также применяются вокруг ячейки или элементарной ячейки. Рабочая длина волны выбрана равной 1500 нм для длины волны оптической связи.

а Эффективность передачи и b соответствующие изменения фазы света XLP в зависимости от параметров a и b . c Совместная поляризационная эффективность передачи и d соответствующие изменения фазы света YLP в зависимости от параметров a и b . Вставка в a схематически изображена элементарная ячейка периодической диэлектрической метаповерхности, состоящей из массива кремниевых наноблоков поверх SiO ₂ субстрат. Толщина кремниевых нанокирпичей и SiO ₂ подложка установлена ​​на 900 нм и 200 нм соответственно

Используя численное моделирование, как показано на рис.1, эффективность сополяризованной передачи и соответствующие изменения фазы для света с линейной поляризацией X (XLP) и света с линейной поляризацией Y (YLP) вычисляются как функции от геометрии кремниевых кирпичей. Когда свет из сшитого полиэтилена падает на предложенную диэлектрическую метаповерхность, наблюдается высокий коэффициент пропускания почти для всех размеров нанокирпича, как показано на рис. 1а. Между тем, рис. 1b подразумевает полный диапазон фазы от 0 до 2 π в передаче света из сшитого полиэтилена, который может обеспечить полное покрытие фазы волнового фронта. Что еще более важно, для подавляющего большинства размеров наноблоки имеют более 88% сополяризованной эффективности передачи энергии, что можно отнести к низкому отражению и почти отсутствию поглощения диэлектрической метаповерхностью на длине волны связи. Эффективность сополяризованной передачи и соответствующие изменения фазы при падении YLP показаны на рис. 1c, d соответственно. Из-за симметрии зависимость оптических свойств диэлектрической метаповерхности от геометрических размеров для света YLP аналогична таковой для света XLP, что ясно показано на рис. 1. Следовательно, для света YLP эффективность совместной поляризации также оказывается выше 88%, а диапазон модулирующей фазы может варьироваться от 0 до 2 π .

Вкратце, полный диапазон регулировки фазы от 0 до 2 π может быть эффективно достигнуто в случае падений XLP и YLP только путем изменения геометрического размера нанокирпича в направлении X (т. е. a ) и Y-направление (т. е. b ), соответственно. Следовательно, диапазон управления фазой может быть расширен до режимов дифракции высокого порядка (т. Е. От 0 до N × 2 π ) из-за периодичности фазы. Чтобы продемонстрировать универсальность и точное управление фазой разработанных наноблоков, были предложены два оптических устройства пропускающего типа с высокой эффективностью, хорошо спроектировав метаповерхность с простой компоновкой, включая два поляризационных светоделителя и оптический вихревой генератор.

Результаты и обсуждение

Разработка разделителей поляризационного луча

Контроль поляризации на кристалле - важная проблема для фотонных интегральных схем. Поляризационный светоделитель - одно из основных оптических устройств, используемых для управления поляризацией на кристалле, которое можно использовать для разделения входящего света на две ортогональные поляризационные компоненты [33, 34]. Согласно результатам моделирования, приведенным выше, могут быть реализованы светоделители с управляемым двулучепреломлением на основе предложенной диэлектрической метаповерхности, что указывает на то, что две разные фазы света преломления из сшитого полиэтилена ( φ _x ) и рефракционный свет YLP ( φ _y ) можно одновременно получить, правильно подобрав диаметры нанокирпичей a и b , соответственно. Таким образом, здесь мы проектируем метаповерхности и используем это новое свойство для реализации поляризационных светоделителей, позволяющих различать две ортогональные поляризации входящего света в двух направлениях с высокой эффективностью пропускания до 88%. Кроме того, разработанная метаповерхность могла работать не только с режимами дифракции первого, но и более высокого порядка.

Мы спроектировали поляризационные светоделители из 13 диэлектрических наноблоков с тремя различными перестановками для генерации мод дифракции разного порядка с высокой эффективностью. В дизайне метаповерхности 1 ( M ₁ ) дискретизируем диапазон фаз от 0 до 2 π и от 2 π до 0 на 13 нанокирпичей с равным шагом 2 π / 13 и −2 π / 13 для проходящего света с X- и Y-поляризацией соответственно. Поперечные размеры 13 выбранных кремниевых нанокирпичей пронумерованы в порядке возрастания, как показано в первой строке рис. 2а. По-видимому, диапазон управления фазой можно было бы расширить до режима дифракции высокого порядка, соответствующим образом выбрав элементарные ячейки в M ₁ и переставляем их. Например, если мы расширим режим дифракции до N-го порядка, диапазон фаз должен охватывать от 0 до N × 2 π и с N × 2 π до 0 с разностью фаз N × 2 π / 13 и - N × 2 π / 13 между двумя соседними наноблоками для проходящего света с X- и Y-поляризацией соответственно. Следовательно, вторая линия на рис. 2a представляет перестроенные суперячейки для режима дифракции третьего порядка ( M ₃ ), диапазон регулировки фазы которого составляет от 0 до 3 × 2 π и от 3 × 2 π до 0 с разностью фаз 3 × 2 π / 13 и −3 × 2 π / 13 между двумя соседними наноблоками для проходящего света с X- и Y-поляризацией соответственно. Кроме того, метаповерхность ( M ₅ ) для режима дифракции пятого порядка также создается набором из 13 диэлектрических наноблоков, которые также перегруппированы для охвата всего диапазона регулирования фазы от 0 до 5 × 2 π и от 5 × 2 π до 0 с разностью фаз 5 × 2 π / 13 и −5 × 2 π / 13 между двумя соседними наноблоками для проходящего света с X- и Y-поляризацией соответственно, как показано в третьей строке рис. 2a. Чтобы ясно показать идею, фазы передачи 13 антенн в трех конкретных перестановках в свете XLP и YLP показаны на рис. 2b.

Дизайн диэлектрических метаповерхностей с тремя модами дифракции разного порядка. а Схемы боковых размеров 13 разработанных нанокирпичей. Первая строка M ₁ :суперячейка с фазой передачи от 0 до 2 π . Вторая строка M ₃ :переупорядоченная суперячейка с фазой от 0 до 3 × 2 π . Третья строка M ₅ :переупорядоченная суперячейка с фазой от 0 до 5 × 2 π . б Смоделированные фазы передачи 13 разработанных наноблоков трех различных режимов под XLP ( черные линии ) и YLP ( синие линии ) заболеваемости соответственно. c а ( черные сплошные линии ) и b ( черные пунктирные линии ) из 13 нанокирпичей, использованных в спроектированных метаповерхностях M ₁ . синие линии представляют переданную эффективность 13 нанокирпичей в M ₁ под XLP ( сплошные линии ) и YLP ( пунктирные линии ) заболеваемости соответственно

Кроме того, было смоделировано пропускание 13 разработанных нанокирпичей в свете XLP и YLP, и оно хорошо согласуется с теоретическим предсказанием. На рис. 2c показаны геометрические размеры кремниевых нанокирпичей и эффективность передачи 13 наночастиц на метаповерхности M . ₁ под светом XLP и YLP. Сополяризованные передачи большинства диэлектрических наноблоков сопоставимы и остаются более 88%, хотя есть передачи двух нанокирпичей, сохраняющие почти 80%. Эти результаты моделирования подтверждают, что разработанные нами метаповерхности могут быть применены для изготовления множества оптических устройств с высокой эффективностью.

Численное моделирование поляризационного светоделителя выполняется путем освещения спроектированных метаповерхностей M ₁ при нормальном падении с поляризованным углом 45 ^° . Конкретный свет из XLP и YLP может быть извлечен из всех прошедших полей, как показано на рис. 3a. Ясно, что существует четко определенный волновой фронт и эффективность передачи при совместной поляризации M ₁ показаны как функции угла пропускания на рис. 3b. Пиковые углы передачи при совместной поляризации составляют -10,2 ^° и 10,2 ^° для переданных ламп XLP и YLP соответственно. Эффективность первого порядка составляет T _xx =85,9% и T _гг =88,4% для передаваемых огней XLP и YLP соответственно, где T _xx - смоделированный коэффициент пропускания света из сшитого полиэтилена при падении из сшитого полиэтилена и T _гг - смоделированный коэффициент пропускания света YLP при падении YLP. По сравнению с передаточной эффективностью пространственно однородных массивов нанокирпичей, эффективность преобразования немного снижена из-за связи между резонаторами разных размеров [35]. На основе обобщенного закона Снеллиуса угол дифракции падающего света на градиентной метаповерхности можно рассчитать как θ _т =Грех ⁻¹ [( λ ₀ / н _т L ) + n _я грех ( θ _я ) / n _т ], где n _т и н _я - показатели преломления сред на передающей и падающей сторонах границы раздела, соответственно, θ _я - угол падения, λ ₀ - длина волны света в вакууме, а L - длина сверхъячейки [36]. Таким образом, теоретические результаты для углов дифракции первого порядка составляют ± 10,22 ^° . Численное моделирование и теория хорошо согласуются друг с другом. То есть разработанное устройство может служить в качестве поляризационного светоделителя при надлежащей последовательной обработке. Кроме того, на падающий волновой фронт почти не влияет отраженный свет от метаповерхности, что подтверждает, что весь падающий свет может быть передан от метаповерхностей с чрезвычайно высокой эффективностью.

а Распределение электрического поля ( E ) извлеченного переданного XLP ( слева ) и YLP ( справа ) свет, когда нормальный падающий свет с углом 45 ^° линейная поляризация на длине волны 1500 нм, прошедшая через спроектированные метаповерхности. б Эффективность совместного поляризованного пропускания спроектированных метаповерхностей как функция угла пропускания при освещении X-поляризованным и Y-поляризованным светом, соответственно

Для сравнения на рис. 4 показаны конкретные распределения передаваемого электрического поля из XLP и YLP двух других перестроенных диэлектрических метаповерхностей, сделанных из суперячейек новой конструкции ( M ₃ и M ₅ ) под 45 ^° линейно-поляризованный падающий свет. Поскольку переданный фазовый диапазон двух суперъячейков был изменен, углы дифракции M ₃ и M ₅ теоретически рассчитаны как ± 32,18 ^° и ± 62,56 ^° , соответственно. На рис. 4а, б существуют два четко определенных фазовых фронта с углами дифракции третьего порядка −32 ^° . и 32 ^° для переданных ламп XLP и YLP соответственно. На рис. 4c, d угол дифракции пятого порядка равен −63 ^° . и 63 ^° для переданных ламп XLP и YLP соответственно. Кроме того, смоделированные эффективности совместной поляризации передачи разработанных метаповерхностей, состоящих из перестроенной суперячейки M ₃ и M ₅ также были проиллюстрированы на рис. 5а, б соответственно. Пиковые углы пропускания хорошо совпадают с теоретическими углами дифракции, рассчитанными по обобщенному закону Снеллиуса, а эффективность совместной поляризованной дифракции третьего порядка составляет 82 и 84% для проходящего света XLP и YLP. Однако эффективность совместной поляризованной дифракции пятого порядка составляет всего 73,5 и 78,4% для проходящего света XLP и YLP, что по существу вызвано нежелательной электромагнитной связью между соседними наноблоками с разной геометрией. Следовательно, разработанные метаповерхности могут хорошо работать в режимах дифракции более высокого порядка, просто изменив расположение 13 диэлектрических наноблоков. Что еще более важно, продемонстрировано, что режим дифракции можно настроить, управляя разностью фаз между соседними диэлектрическими наноблоками в суперячейке.

Распределение электрического поля извлеченного переданного XLP ( слева ) и YLP ( справа ) при нормальном падении 45 ^° линейно-поляризационный свет на метаповерхности M ₃ ( а , b ) и M ₅ ( c , d ) соответственно

Сополяризованная эффективность передачи разработанных метаповерхностей, состоящих из перестроенной суперячейки a M ₃ и b M ₅ как функции угла пропускания при освещении X-поляризованным и Y-поляризованным светом соответственно

Разработка генераторов оптических вихрей

Оптический вихревой пучок имеет спиральный волновой фронт и обладает орбитальным угловым моментом lℏ . [37, 38], что делает его многообещающим в литографии высокого разрешения [39, 40], оптическом захвате [41, 42], оптической связи [43, 44] и так далее. Здесь топологический заряд l - количество закруток волнового фронта и ℏ - приведенная постоянная Планка. Вихревой пучок с топологическим зарядом 1 может генерироваться метаповерхностями со спиральным фазовым профилем от 0 до 2 π с одинаковым набегом фазы по азимутальному направлению. Поэтому, чтобы дополнительно продемонстрировать способность спроектированной метаповерхности управлять переданной фазой и режимом дифракции, мы разрабатываем генератор вихрей, который может преобразовывать падающий однородный гауссов пучок в вихревой пучок. Для достижения этой цели мы размещаем 13 диэлектрических наноблоков размером M ₁ в 13 секторов, чтобы ввести приращение фазы градиента 2 π / 13 по азимутальному направлению. Профили передаваемой интенсивности при падении XLP при z =10 мкм показаны на рис. 6а и имеют характерный минимум интенсивности в центре, соответствующий фазовой сингулярности. Пространственные фазовые картины с явным резким скачком фазы от - π на π в пределах 2 π азимутальный диапазон показан на рис. 6d, что указывает на то, что топологический заряд оптических устройств на рис. 6d равен 1.

а - c Распределения передаваемой интенсивности и d - е фазовые фронты генерируемых вихревых пучков на z =10 мкм с топологическим зарядом l =1, 2, 3 на основе метаповерхностей M ₁ , M ₂ , и M ₃ под X-поляризованным падением соответственно

Кроме того, мы проектируем два других генератора вихрей для генерации вихревых лучей, изменяя расположение нанокирпичей в M ₁ . Эти два генератора вихревых пучков обладают топологическими зарядами 2 и 3 соответственно. Профили их пропускаемой интенсивности при падении XLP показаны на рис. 6б, в соответственно. Конкретные подходы к проектированию регулируют разность фаз нанокирпичей до 4 π / 13 и 6 π / 13 между двумя соседними диэлектрическими наноблоками, которые обозначены как M ₂ и M ₃ . Следовательно, мгновенные пространственные фазовые профили на рис. 6e, f имеют два и три очевидных резких скачка фазы от - π на π , соответственно. Переключение падающей поляризации с XLP на YLP не изменяет картину выходной интенсивности, но направление закручивания спирального волнового фронта будет обратным из-за уменьшения разности фаз между соседними наноблоками. Кроме того, следует отметить, что фазовые профили более высокого порядка также могут быть созданы с помощью разработанных нами диэлектрических метаповерхностей.

Выводы

В заключение мы продемонстрировали, что диэлектрические градиентные метаповерхности состоят из периодического расположения кремниевых наноблоков разного размера, которые могут передавать входной свет с полным диапазоном изменения фазы от 0 до 2 π и чрезвычайно высокий КПД (более 88%) на длине волны связи. На основе разработанных диэлектрических метаповерхностей предлагаются новые поляризационные светоделители, работающие в режимах дифракции более высокого порядка, для разделения двух ортогональных входных поляризованных источников света в произвольных разных направлениях. Кроме того, мы также разработали два генератора вихревых пучков, работающих в режимах дифракции высших порядков с различными топологическими зарядами. Наша работа также может быть легко расширена до разработки других оптических передающих устройств с высокой эффективностью.