Hoge-orde diëlektrische metasurfaces voor zeer efficiënte polarisatiestraalsplitters en optische vortexgeneratoren

Resultaten en discussie

De polariserende straalsplitsers ontwerpen

On-chip polarisatiecontrole is een belangrijk probleem voor fotonische geïntegreerde schakelingen. De polariserende bundelsplitser is een van de essentiële optische apparaten die worden gebruikt om de polarisatie op een chip te regelen, die kan worden gebruikt om het ingangslicht te scheiden in twee orthogonale polarisatiecomponenten [33, 34]. Volgens de bovenstaande simulatieresultaten kunnen bundelsplitsers met bestuurbare dubbele breking op basis van het voorgestelde diëlektrische meta-oppervlak worden gerealiseerd, wat aangeeft dat twee verschillende fasen van XLP-brekingslicht (φ _x ) en YLP-brekingslicht (φ _j ) gelijktijdig kunnen worden verkregen door de juiste keuze van de nanosteendiameters a en b , respectievelijk. Daarom ontwerpen we hier meta-oppervlakken en gebruiken deze nieuwe eigenschap om polariserende bundelsplitsers te realiseren om twee orthogonale polarisaties van ingangslicht in twee richtingen te onderscheiden met een hoog doorgelaten rendement tot 88%. Bovendien zou het ontworpen meta-oppervlak niet alleen in de eerste-orde- maar ook in de hogere-orde-diffractiemodi kunnen werken.

We ontwerpen de polariserende bundelsplitsers met 13 diëlektrische nanostenen met drie verschillende permutaties om verschillende ordediffractiemodi met hoge efficiëntie te genereren. In het ontwerp van metasurface 1 (M ₁ ), discretiseren we het fasebereik van 0 tot 2π en vanaf 2π naar 0 in 13 nanostenen met gelijke stap van 2π /13 en −2π /13 voor respectievelijk X- en Y-gepolariseerd doorvallend licht. De laterale afmetingen van de 13 geselecteerde silicium nanostenen zijn genummerd in oplopende volgorde, zoals weergegeven in de eerste regel van figuur 2a. Blijkbaar zou het bereik van faseregeling kunnen worden uitgebreid tot diffractiemodus van hoge orde door de eenheidscellen op de juiste manier te selecteren in M ₁ en ze te herschikken. Als we bijvoorbeeld de diffractiemodus uitbreiden naar de N-de orde, zou het fasebereik van 0 tot N moeten zijn. × 2π en van N × 2π naar 0 met een faseverschil van N × 2π /13 en −N × 2π /13 tussen twee naburige nanostenen voor respectievelijk X- en Y-gepolariseerd doorgelaten licht. Daarom presenteert de tweede regel van figuur 2a de herschikte supercellen voor de diffractiemodus van de derde orde (M ₃ ), waarvan het bereik van faseregeling is van 0 tot 3 × 2π en vanaf 3 × 2π naar 0 met een faseverschil van 3 × 2π /13 en −3 × 2π /13 tussen twee naburige nanostenen voor respectievelijk X- en Y-gepolariseerd doorgelaten licht. Bovendien is het meta-oppervlak (M ₅ ) voor de diffractiemodus van de vijfde orde wordt ook geconstrueerd door een set van 13 diëlektrische nanostenen, die ook zijn herschikt om het hele bereik van faseregeling te dekken van 0 tot 5 × 2π en vanaf 5 × 2π naar 0 met een faseverschil van 5 × 2π /13 en −5 × 2π /13 tussen twee naburige nanostenen voor respectievelijk X- en Y-gepolariseerd doorgelaten licht, zoals weergegeven in de derde regel van figuur 2a. Om het idee duidelijk te laten zien, zijn de transmissiefasen van de 13 antennes in drie concrete permutaties onder XLP- en YLP-licht uitgezet in figuur 2b.

Ontwerp van de diëlektrische meta-oppervlakken met drie verschillende ordediffractiemodi. een Schema's van laterale afmetingen van de 13 ontworpen nanostenen. Eerste regel M ₁ :een supercel met uitgezonden fase variërend van 0 tot 2π . Tweede regel M ₃ :een herschikte supercel met fase variërend van 0 tot 3 × 2π . Derde regel M ₅ :een herschikte supercel met fase variërend van 0 tot 5 × 2π . b De gesimuleerde transmissiefasen van de 13 ontworpen nanostenen van drie verschillende modi onder XLP (zwarte lijnen ) en YLP (blauwe lijnen ) incidenten, respectievelijk. c een (zwarte ononderbroken lijnen ) en b (zwarte stippellijnen ) van de 13 nanostenen die zijn gebruikt in de ontworpen meta-oppervlakken M ₁ . De blauwe lijnen vertegenwoordigen de overgedragen efficiëntie van de 13 nanostenen in M ₁ onder XLP (ononderbroken lijnen ) en YLP (stippellijnen ) incidenties, respectievelijk

Bovendien zijn de transmissies van de 13 ontworpen nanobricks onder XLP- en YLP-licht gesimuleerd en komen deze goed overeen met de theoretische voorspelling. Fig. 2c toont de geometrische afmetingen van de silicium nanostenen en de doorgelaten efficiëntie van de 13 nanostenen in metasurface M ₁ onder XLP en YLP licht. De co-gepolariseerde transmissies van de meeste diëlektrische nanostenen zijn vergelijkbaar en blijven meer dan 88%, hoewel er twee transmissies van nanostenen zijn die bijna 80% behouden. Deze simulatieresultaten bevestigen dat onze ontworpen meta-oppervlakken kunnen worden toegepast om talrijke optische apparaten met hoge efficiëntie te fabriceren.

Numerieke simulaties van polariserende bundelsplitsers worden uitgevoerd door de ontworpen meta-oppervlakken M te verlichten ₁ bij normale inval met de gepolariseerde hoek van 45 ^° . Het concrete XLP- en YLP-licht kon worden geëxtraheerd uit de hele doorgelaten velden, zoals weergegeven in figuur 3a. Het is duidelijk dat er een goed gedefinieerd golffront bestaat en de co-gepolariseerde uitgezonden efficiëntie van M ₁ zijn uitgezet als functies van de uitgezonden hoek in figuur 3b. De piek co-gepolariseerde uitgezonden hoeken zijn −10,2 ^° en 10.2 ^° voor respectievelijk uitgezonden XLP- en YLP-lichten. De efficiënties van de eerste orde zijn T _xx = 85,9% en T _jj = 88,4% voor respectievelijk de uitgezonden XLP- en YLP-lichten, waarbij T _xx is de gesimuleerde transmissiecoëfficiënt van XLP-licht met de XLP-inval en T _jj is de gesimuleerde transmissiecoëfficiënt van YLP-licht met de YLP-inval. Vergeleken met de doorgelaten efficiëntie van de ruimtelijk homogene nanobrick-arrays, is de conversie-efficiëntie enigszins verminderd vanwege de koppeling tussen resonatoren met verschillende afmetingen [35]. Op basis van de algemene wet van Snellius kan de diffractiehoek van invallend licht op een gradiëntmeta-oppervlak worden berekend met θ _t = sin ⁻¹ [(λ ₀ /n _t L ) + n _ik zonde(θ _ik )/n _t ], waar n _t en n _ik zijn de brekingsindexen van de media in respectievelijk de transmissie- en invallende zijde van de interface, θ _ik is de invalshoek, λ ₀ is de golflengte van licht in vacuüm, en L is de lengte van een supercel [36]. De theoretische resultaten van de eerste orde diffractiehoeken zijn dus ±10,22 ^° . Numerieke simulatie en theorie sluiten goed op elkaar aan. Dat wil zeggen dat de ontworpen inrichting kan dienen als polariserende bundelsplitser met een juiste opeenvolgende behandeling. Bovendien is het invallende golffront bijna niet beïnvloed door het gereflecteerde licht van het meta-oppervlak, wat bevestigt dat al het invallende licht met een extreem hoge efficiëntie kan worden doorgelaten vanaf de meta-oppervlakken.

een De elektrische veldverdelingen (E ) van geëxtraheerde verzonden XLP (links ) en YLP (rechts ) licht, wanneer een normaal invallend licht met 45 ^° lineaire polarisatie bij de golflengte van 1500 nm uitgezonden door de ontworpen meta-oppervlakken. b De co-gepolariseerde uitgezonden efficiëntie van de ontworpen meta-oppervlakken als de functie van de uitgezonden hoek onder de verlichting van respectievelijk X-gepolariseerde en Y-gepolariseerde lichten

Ter vergelijking:Fig. 4 toont de concrete XLP en YLP uitgezonden elektrische veldverdelingen van de andere twee herschikte diëlektrische meta-oppervlakken gemaakt van nieuw ontworpen supercellen (M ₃ en M ₅ ) onder de 45 ^° lineair gepolariseerd invallend licht. Omdat het uitgezonden fasebereik van de twee supercellen is gewijzigd, zijn de diffractiehoeken van M ₃ en M ₅ zijn theoretisch berekend op ±32,18 ^° en ±62,56 ^° , respectievelijk. In Fig. 4a, b bestaan ​​er twee goed gedefinieerde fasefronten met de derde orde diffractiehoeken van −32 ^° en 32 ^° voor respectievelijk uitgezonden XLP- en YLP-lichten. In figuur 4c, d, is de diffractiehoek van de vijfde orde −63 ^° en 63 ^° voor respectievelijk uitgezonden XLP- en YLP-lichten. Verder is de gesimuleerde co-gepolariseerde uitgezonden efficiëntie van de ontworpen meta-oppervlakken samengesteld uit herschikte supercel M ₃ en M ₅ zijn ook geïllustreerd in respectievelijk Fig. 5a, b. De piektransmissiehoeken komen goed overeen met de theoretische diffractiehoeken berekend door de algemene wet van Snell, en de co-gepolariseerde diffractie-efficiënties van de derde orde zijn 82 en 84% voor uitgezonden XLP- en YLP-lichten. De co-gepolariseerde diffractie-efficiëntie van de vijfde orde is echter slechts 73,5 en 78,4% voor uitgezonden XLP- en YLP-licht, wat in wezen wordt veroorzaakt door de ongewenste EM-koppeling tussen naburige nanostenen met verschillende geometrieën. Daarom zouden de ontworpen meta-oppervlakken goed kunnen werken in diffractiemodi van hogere orde door alleen de rangschikking van de 13 diëlektrische nanostenen te wijzigen. Wat nog belangrijker is, is dat is aangetoond dat de diffractiemodus kan worden aangepast door het faseverschil tussen aangrenzende diëlektrische nanostenen in een supercel te regelen.

De elektrische veldverdelingen van geëxtraheerde uitgezonden XLP (links ) en YLP (rechts ) onder de normale incidentie van 45 ^° lineair polarisatielicht naar de meta-oppervlakken van M ₃ (een , b ) en M ₅ (c , d ), respectievelijk

De co-gepolariseerde uitgezonden efficiëntie van de ontworpen meta-oppervlakken bestaande uit herschikte supercel a M ₃ en b M ₅ als functies van de doorgelaten hoek onder de verlichting van respectievelijk X-gepolariseerd en Y-gepolariseerd licht

Ontwerpen van de optische vortexgeneratoren

De optische vortexbundel heeft een spiraalvormig golffront en draagt ​​een baanimpulsmoment van lℏ [37, 38], waardoor het grote beloften laat zien in lithografie met hoge resolutie [39, 40], optische trapping [41, 42], optische communicatie [43, 44], enzovoort. Hier, de topologische lading l is het aantal wendingen van het golffront en ℏ is de gereduceerde constante van Planck. De vortexbundel met de topologische lading van 1 kan worden gegenereerd door meta-oppervlakken met een spiraalvormig faseprofiel variërend van 0 tot 2π met identieke fasetoename langs de azimutale richting. Om het vermogen van het ontworpen meta-oppervlak om de uitgezonden fase en diffractiemodus te manipuleren verder te demonstreren, ontwerpen we daarom een ​​vortexgenerator die een invallende homogene Gauss-straal kan omzetten in een vortexstraal. Om dit doel te bereiken, rangschikken we de 13 diëlektrische nanostenen van M ₁ in de 13 sectoren om een ​​gradiëntfasetoename van 2π . te introduceren /13over de azimutale richting. De uitgezonden intensiteitsprofielen onder XLP-incidentie bij z = 10 μm worden getoond in Fig. 6a en hebben het karakteristieke intensiteitsminimum in het midden dat overeenkomt met een fase-singulariteit. De ruimtelijke fasepatronen met een duidelijke abrupte fasesprong van −π naar π binnen een 2π azimutaal bereik wordt getoond in Fig. 6d, wat aangeeft dat de topologische lading van de optische apparaten in Fig. 6d 1 is.

een –c De uitgezonden intensiteitsverdelingen en d –f de fasegolffronten van de gegenereerde vortexbundels bij z = 10μm met topologische lading van l = 1 , 2 , 3 gebaseerd op de meta-oppervlakken M ₁ , M ₂ , en M ₃ onder de X-gepolariseerde incidentie, respectievelijk

Daarnaast ontwerpen we twee andere vortexgeneratoren om vortexbundels te genereren door de opstelling van de nanostenen in M te veranderen. ₁ . Deze twee vortexbundelgeneratoren bezitten de topologische ladingen van respectievelijk 2 en 3. Hun uitgezonden intensiteitsprofielen onder XLP-incidentie worden respectievelijk getoond in Fig. 6b, c. De concrete ontwerpbenaderingen moduleren het faseverschil van de nanostenen tot 4π /13 en 6π /13tussen twee aangrenzende diëlektrische nanostenen, gedefinieerd als M ₂ en M ₃ . Daarom hebben de momentane ruimtelijke faseprofielen in Fig. 6e, f twee en drie duidelijke abrupte fasesprongen van −π naar π , respectievelijk. Het omschakelen van de invallende polarisatie van XLP naar YLP verandert het uitgangsintensiteitspatroon niet, maar de draairichting van het spiraalvormige golffront zal omgekeerd zijn vanwege het afnemende faseverschil tussen de naburige nanostenen. Verder moet worden opgemerkt dat de faseprofielen van hogere orde ook kunnen worden gegenereerd door onze ontworpen diëlektrische meta-oppervlakken.