光学超表面及其应用前景（包括光纤技术）

南方宇，IEEE会员，以及费德里科·卡帕索，IEEE Fellow （特邀教程） 我们将回顾超表面的基础物理和应用。我们一直对等离子体学和超表面能为光纤领域带来的机遇感兴趣。在这方面，我们将描述我们在开发使用纳米结构阵列图案化光纤端面的非常规方法方面的先前工作。光纤平台和半导体激光器平台之间存在某些相似之处。我们相信，通过我们使用等离子体结构工程化半导体激光波前的相关工作所发展的某些关键概念可以适应光纤平台。因此，我们还将回顾一些利用等离子体学控制激光近场和远场的实例。 摘要——超表面近年来作为一种平台出现，用于设计亚波长厚度的光学元件（“平面光 học”），可用于实现任何光学功能（光束偏转、聚焦、波片等）。这些平面光学元件可以使用单个光刻步骤进行制造。该方法特别适用于图案化非传统基板，例如半导体激光器端面和光纤端面。在本文中，我们回顾了超表面在平面光器件中的最新应用，包括它们在半导体激光器和光纤中的应用。超表面使设计光的全部特性（振幅、相位和偏振）成为可能，这使得我们能够构建各种平面光学元件，包括平面透镜、四分之一波片、光学涡旋片、用于矢量光束生成的全息图以及超薄完美吸收器和彩色涂料。我们还回顾了集成在中红外和远红外（太赫兹）量子级联激光器端面上的平面准直透镜，以及在新纤维端面上创建大型纳米结构阵列的新技术。 II. BASIC C概念METASURFACES ANDT继承人A应用 索引词天线阵列、超表面、光纤、光表面波、相控阵列、量子级联激光器。 A. 基于超表面的波前控制 我们有许多方法来创建突变的相位光学偏移。任何类型的光学超表面的本质是利用亚波长间隔的天线阵列和空间变化的几何参数（例如，天线形状、大小、方向）形成空间变化的响应，从而任意塑形光波前[5]–[9]。超表面允许我们利用相位不连续性（定义为距离与波长相当时的相位突变）来塑形光传播。我们可以使用光学谐振器直接设计表面上的相位、振幅和偏振，从而制造出一种新型的光学元件。在这个意义上，折射率不是表征超表面的一个特别有用的量。 一、引言 Metasurfaces是实現變換光學的強大方法[1]–[4]。通過引入劇烈相位跳變，它們允許我們在兩種光學介質之間的界面處折疊光學空間（即折紙的光學類比），從而使我們能夠控制透過、反射或沿設計光學界面傳播的光[5]–[9]。本文將探討超表面這一新興技術如何利用光纖光學的優勢，後者是一個強大且成熟的技術平台。 剑桥大学，马萨诸塞州剑桥，MA 02138 美国（电子邮件：capasso@seas.harvard.edu）。谐振器都可以使用，包括等离子体天线[10][11]、介电谐振器[12]–[14]、量子点和纳米晶体。然而，光学谐振器必须满足以下要求：它们应该具有亚波长厚度；它们必须具有小尺寸，以便可以以亚波长间距紧密封装在一起；π它们的相位响应应覆盖整个2范围；并且散射振幅必须在阵列中均匀且较大。等离激元天线基本上是金属纳米颗粒。对于简单的金属纳米棒，如果波长固定，棒的长度变化将导致散射光的相位发生偏移。相位偏移实际上显著-πcant:它可以接近非常导电的细棒[15]。我们在微波和毫米波社区研究过的传输阵列和反射阵列的背景下进行概念探讨[16]–[18]。例如，著名的八木天线 基于天线杆长度变化产生可控相位响应的原理实现波束整形[19]–[21]。然而，我们正在研究的波长要短几个数量级，这能带来显著有趣的全新物理学，并对完全不同的技术领域产生影响。 超表面的物理机制可以用惠更斯原理来理解：界面上的每一点超表面当然与衍射光学[22]有关。超表面的优点在于技术简化：超表面允许使用单一数字图案（即一个光刻掩模）来创建任意模拟光学相位响应（例如振幅、相位、偏振和光阻抗）。迄今为止，大多数超表面结构是通过电子束光刻制造的，但用于平面结构的大规模图案化制造技术是可用的，例如纳米压印光刻[23]、软光刻[24]和深紫外光刻[25]、[26]。 图2(a)显示了我们所演示的第一个超表面，它基本上是一种中传播路径由传播相位和界面处的相位跃迁组成。通过在所谓的“梯度超表面”上施加驻相条件，可以得到反射和折射的广义定律，该超表面在界面处引入了恒定的相位梯度。因此，除了斯涅尔定律和镜面反射定律中的常规项之外，广义定律还包含一个与相位梯度成正比的项[5]。解释广义定律的一种简单方法是界面处波矢的守恒：超表面对散射光束（折射光束和反射光束）施加的波矢等于相位梯度[27]。 都会产生一个球面波，这些波的干涉形成了新的波前。对于规则的、无结构的表面，法向入射的光线会无变化地通过，传播方向也不改变。然而，对于一个由散射特性不同的谐振器分布而成的非均匀界面，波前将根据谐振器的相位响应进行塑形（见图1）。为了研究这种超表面反射和折射的光现象，我们可以应用费马原理，该原理指出光的路径应具有稳定相位（即两个无限接近的路径之间应有零光程差）。 红外(mid-IR)的相控阵列天线[5]。我们 使用超表面演示了反射和折射的广义定律。超表面的基本单元是图2(a)中突出显示的天线阵列。这些是V形天线，具有50纳米的亚波长厚度。天线具有均匀的散射幅度，但线性变化的相位响应：从阵列的第一个元素到最后一个元素，散射光的相位从0变化到ππ以 /4 的步长进行 7 /4。超表面的优点是多方面的：它们允许即时塑造光波前；它们易于制造；与笨重的光学元件相比，它们大大减小了设备尺寸和重量；并且它们允许对光波的距离场、介观场和远场进行工程化设计。图 2(b) 显示了假设天线被来自硅衬底内部的入射波照射时，每个天线散射的小波的形态。小波的包络根据惠更斯原理定义新的波前，我们看到由于超表面引入的相位梯度，波前发生了倾斜。我们想稍微详细说明一下V天线的物理学。V天线不是新的；它 μ带。它从约 5 到 10 米的波长产生异常折射 [6]。我们研究了具有不同偏振入射光（图 2(e) 和 (f)）的超表面。如果入射光的偏振方向与天线对称和反对称模式的轴不正好为 45°，则异常折射将不会是交叉偏振 [6]。折射角仍然严格由广义折射定律给出。 超表面的效率取决于其设计。我们由单层结构金属制成的超表面的效率并不太高，有三个原因：(1)存在偏振转换，(2)光功率在反射和折射光束之间分配，(3)天线阵列具有有限的填充因子。填充因子可以得到改善。例如，可以利用天线之间的互耦。但幸运的是，存在其他策略可以显著提高散射效率，将在下文讨论。我们的早期工作在近红外波长范围内被沙拉耶夫小组推广，他 们展示了宽带λμ=1从弯曲光到2米[32]。复旦大学和台湾大学的研究小组首先解决了效率问题。他们研究了基于反射阵列的梯度超表面，工作在可见光、近红外和微波波段[33][34]。该想法是在光学散射层放置一个距离亚波长距离的金属片。这种方法抵消了透射波束，从而增强了反射波束的强度。但更重要的是，即使使用简单的天线作为光学散射体，由于它们与金属片的近场相互作用（天线在金属片中诱导出反平行电流），π通过近场耦合（金属板），2相位调制可以实现。基于反射阵列的超表面最初由复旦大学的一个研究小组在微波 们被用于斯普特尼克卫星和等老旧电视机。捷留多夫分析了这些V天线的对称特性[28]。V天线允许对光的振幅和相位进行多方面的操控，并且它们本质上具有宽带特性。天线支持电流振荡的对称模式和反对称模式[29]、[30]。两种模式的有关长度存在两倍的差异，因此它们的共振波长大约相差两倍。共振模式可以被视为谐振子，它们重新辐射或散射光[29]、[30]。必须认识到，为了塑造远场，我们应该使用低品质因子的光学谐振器，因为谐振器必须具有高辐射损耗[31]。单个光学谐振器中存在两个本征模式，使我们能够实现偏振转换，这π一种方便获得完全控制波前的2相位调制的方法。在我们的初始实验中，我们选择了一种入射偏振方式，使得对称和反对称模式都可以被激发。散射光是由特征模式产生的场的线性组合，我们只捕获了垂直于入射场的偏振散射光。我们能够改变π通过改变天线臂的长度和两臂之间的角度，使散光从0变化到 。为了覆盖π在一个附加范围内，我们使用了反射结构，其中天线的振荡电流的水平分量π被翻转了，这产生了具有额外相位移的散波。图2(d)显示了正常入射条件下的实验结果。远场测量表明，反 在近红外中演示了类似的概念频段进行了研究[34]。他们使用了不同尺寸的H形天线。他们研究了反常反射光的波束。特别是，通过选择入射角并设计合适的相位梯度，他们可以将95%的入射功率重新导向反常反射通道。他们还证明了一个临界角，当入射角超过该角时，不存在反常反射：所有入射的光功率都被耦合到表面波中。他们使用微波扫描探针来表征生成的表面波。这些表面波是短暂的，并且很快被超表面吸收，因为梯度超表面中没有本征表面模式。其意义在于，这些都是真正的新型表面波（与平坦金属-介质界面上的表面等离子体极化激元非常不同），因为超表面在空间上是不均匀的。 常折射的偏振相对于入射光旋转了90°。仍然存在普通（零级）衍射，其偏振与入射光相同，并垂直于超表面传播。超表面在功能上类似于闪耀光栅；它利用相位不连续性来产生单一的衍射级次，而传统的闪耀光栅则依赖传播相位。然而，值得注意的是，闪耀光栅是窄带的。图2(d)表明，超表面具有宽带 λ= 800周围由台湾大学小组[33]提出的nm。他们使用了具有不同长度的简单杆状天线。杆状天线与其偶极子之间的近场耦合。π后金属板中的图像允许完全2阶段覆盖。他们通过实验证明了异常反射模式可以高达80%的入射功率。 B. 基于超表面的平面光学元件 1) 超构透镜：我们将首先描述一种基于超表面的超透镜[35]（参见图3）。超透镜是一种平面透镜，当具有平面波前的入射光在法向方向入射到超表面时，可以产生球面波前。散射波前是严格球面的；因此，在正入射情况下，没有球面像差。超透镜由光学散射体阵列组成。为了产生球面波前，从超透镜上的每一点到透镜焦点的总累积相位，包括传播相位和由光学散射引起的相位跃迁，必须相同。从透镜外区域到焦点的传播距离更长；因此，超透镜的设计是为了通过减少透镜外区域的散射引起的急剧相位跃迁来补偿传播相位偏移。我们证明了相位跃迁的空间分布必须遵循双曲函数。超透镜消除了球面像差，使其能够实现高数值孔径。然而，它不能补偿彗星像差。我们在后续工作中表明，如果使超表面具有一些曲率，彗星像差可以显著减小[36]。我们演示的超透镜存在效率问题。安德里亚·阿尔和安东尼·格布的研究表明，具有三层光学散射元件的超透镜可以显著提高光功率的传输效率[37], [38]。2) 四分之一波片：我们展示了一种基于超表面的宽带四分之 为了创建圆极化波，需要产生90°的相移。为了在子单元散射波之间获得90°的相移，我们将两个子单元沿彼此长度方向的1/4滑动。我们通过实验证明，这种情况下波-μ板片在5至12米波长范围内工作，产生具有高纯度圆极化的光束（所需和不需要的圆极化之间的强度比超过400）λμ=5至12米)。超表面波片适用于任意线性入射偏振，并且是无背景的：普通透射光束与圆偏振异常折射光束分离。3) 涡流板：我们利用超表面创建了非传统光束，例如光学涡 旋光束（参见图5）。光学涡旋具有螺旋波前；光学功率（坡印廷矢量）绕传播方向螺旋式旋转，因此携带轨道角动量（OAM）[40], [41]。这种OAM的阶数由波前在一个波长传播距离内的扭转次数决定。光束中心的相位是不确定的。随着OAM阶数的增加，光束中心零强度区域增大。光学涡旋传统上通过螺旋相位板、叉形光栅或空间光调制器创建。 一波片[39]（见图4）。该超表面波片的单元结构包含两个子单元，它们产生两个振幅相同、正交极化和相位差为 初始的超表面工作利用天线的色散来实现相位控制。但有一种π线性增加从 0 到 2（对于一阶 OAM）。实验使用中红外量子级联激光器作为光源。如果没有参考光束，使用红外相机拍摄的光涡旋截面显示为甜甜圈；如果参考光束和光涡旋束共线，我们得到螺旋干涉图样；如果两束光以小角度相交，我们得到一组干涉条纹