用介電質(zhì)超表面產(chǎn)生準(zhǔn)艾里光束

吳雙寶，文 靜

（上海理工大學(xué) 光電信息與計算機(jī)工程學(xué)院，上海 200093）

引 言

艾里波包的概念最早是在1979年由Berry等在量子理論的背景下通過求解薛定諤方程得出的[1]。艾里光束是由Siviloglou等[2]在2007年通過提出截趾因子把無限能量的艾里波包截趾成有限能量才得以第一次引入到光學(xué)中，并于同年得到了實(shí)驗驗證[3]。此后，艾里光束的產(chǎn)生方法和艾里光束的性質(zhì)被廣泛研究。目前艾里光束的產(chǎn)生方法主要有：利用空間光調(diào)制器（ SLM）加載立方相位模片再經(jīng)過傅里葉變換得到[3-4]；利用光刻膠制作的連續(xù)相位板來調(diào)制高斯光束得到[5]；通過徑向3/2相位編碼在相位掩模對入射光束的不同位置改變不同衍射角來生成艾里光束[6]；在金屬等表面薄膜上按照艾里函數(shù)振蕩振幅分布和交替相位分布刻蝕出相應(yīng)的光柵圖案來產(chǎn)生艾里形式的表面等離激元[7-9]；利用二次非線性光子晶體[10]產(chǎn)生艾里光束等。同時，由于艾里光束的無衍射和自加速等特性，人們對艾里光束的傳輸性質(zhì)[11-13]和應(yīng)用[14-19]都做了大量的研究。對于利用液晶空間光調(diào)制器產(chǎn)生艾里光束的方法，SLM較大的體積及其所導(dǎo)致太過龐大的系統(tǒng)，因此不利于粒子操控的微納應(yīng)用。此外，還需要小心地調(diào)整高斯光束的束腰直徑，以使其能和加載到SLM上的相位相匹配。對于表面等離子體激元法，通常產(chǎn)生的都是一維的艾里光束。

為了克服上述產(chǎn)生艾里光束的缺點(diǎn)，本文設(shè)計了一種全介電質(zhì)幾何相位型超表面[20-21]來生成艾里光束，亦稱作準(zhǔn)艾里光束。與傳統(tǒng)的通過面形和厚度來實(shí)現(xiàn)光調(diào)制的光學(xué)元件或衍射光學(xué)元件相比，本文所設(shè)計的超表面器件具有超薄的結(jié)構(gòu)，更利于與其他器件進(jìn)行集成，同時還擁有更加靈活的相位調(diào)控能力等優(yōu)點(diǎn)。為了說明所設(shè)計的超表面的有效性，還使用了有限時域差分（FDTD）算法進(jìn)行了仿真。

1 介電質(zhì)超表面產(chǎn)生艾里光束原理

1.1 介電質(zhì)超表面結(jié)構(gòu)

對于各向異性[22]的超表面，假設(shè)其主軸的局域坐標(biāo)系由u和v構(gòu)成，與笛卡爾坐標(biāo)系的夾角為θ，如圖1（a）所示。假定兩個主軸方向的投射復(fù)振幅分別是tu和tv，幾何相位的產(chǎn)生可以通過瓊斯矩陣來描述，即

圖1 硅納米柱的幾何尺寸與旋轉(zhuǎn)角度Fig.1 The geometry and rotation angle of silicon nanopillars

當(dāng)入射光束是左旋圓偏振光時，光束經(jīng)過各向異性超表面后，輸出的電場信息可表示為

由式（2）可知，當(dāng)左旋圓偏振入射光經(jīng)過各向異性的超表面后，出射的電場含有原左旋圓偏振光的電磁波外，還含有復(fù)振幅為 (tu-tv)e2iθ的右旋圓偏振的電磁波，并且多了與夾角θ有關(guān)的附加相位。幾何相位型超表面的單元結(jié)構(gòu)對不同的偏振態(tài)具有各向異性，tu和tv是不相等的，這也就導(dǎo)致了偏振轉(zhuǎn)化效率的差異。由此說明，為了能讓器件高效地工作，需要使出射光中含有與入射光旋向相反的光能量盡可能的高。

超表面器件由如圖1（b）所示的單元結(jié)構(gòu)組成。在材料為SiO2的基底上分布有不同旋轉(zhuǎn)角θ的納米硅柱，圖中周期P為290 nm，長L為190 nm，寬W為95 nm，高H為380 nm，單元結(jié)構(gòu)的偏振轉(zhuǎn)化效率為83%。當(dāng)結(jié)構(gòu)幾何尺寸不變而改變旋轉(zhuǎn)角θ時，器件可以產(chǎn)生0～2π的相位分布。對于左旋圓偏振入射光，器件的偏振轉(zhuǎn)換效率由出射的右旋圓偏振光功率除以入射光的功率得到。在考慮實(shí)際器件加工工藝水平的基礎(chǔ)上，通過有限時域差分（FDTD）算法來優(yōu)化得到最終器件的長、寬、高、周期的數(shù)值，使其能夠在設(shè)計的波長處高效率地工作。

1.2 艾里光束產(chǎn)生原理

二維有限能量的艾里光束在初始位置處可以表示為

式中：Ai為艾里函數(shù)；x0和y0都為橫向縮放因子，通常情況下x0=y0；a為衰減因子。對初始位置處的光場分布進(jìn)行傅里葉變換，可以得到其傅里葉頻譜分布，即

式中： F 為傅里葉變換；kx和ky都為空間頻率坐標(biāo)；b為常數(shù)?？梢钥闯?，有限能量的艾里光束的傅里葉譜是一個由立方相位調(diào)制的高斯型分布。在得到頻譜面的信息后，就可以利用透鏡的傅里葉變換性質(zhì)來產(chǎn)生艾里光束，產(chǎn)生艾里光束的原理如圖2所示。在透鏡的前焦面上放置一個被適當(dāng)束腰的高斯光束照亮的具有立方相位分布的衍射屏，這時在透鏡的后焦面上就可以得到艾里光束。但是這個方法使得光學(xué)傅里葉變換的系統(tǒng)長度達(dá)到了2f，不利于系統(tǒng)集成和小型化。同時該方法還需要調(diào)整高斯光束的束腰，使其和立方相位模片的大小相匹配。

圖2 艾里光束產(chǎn)生原理Fig.2 Principle of generation of Airy beam

本文利用文獻(xiàn)[23]中所用到的方法，即利用菲涅耳全息透鏡來實(shí)現(xiàn)傅里葉變換。對菲涅耳全息透鏡的相位信息進(jìn)行編碼并將其疊加到對應(yīng)的立方相位中，由于編碼是離散的，所以需要滿足奈奎斯特采樣定理，菲涅耳透鏡的焦距[24]應(yīng)該不小于NP2/λ （λ為波長，N為超表面器件橫向的像素數(shù)，P為超表面單元周期長度）。

對于艾里光束的傅里葉譜，其復(fù)振幅函數(shù)由呈高斯分布的振幅和呈立方分布的相位組成，可以表示為

式中：A(kx,ky) 為高斯振幅；為立方相位。為了得到高斯振幅，通常會采用高斯光束作為入射光，而本文采用平面波作為入射光束，并利用Davis等[25]提出的純相位的編碼方式，將振幅的信息疊加到相位中。當(dāng)振幅信息疊加到相位中，光束的復(fù)振幅函數(shù)可表示為

圖3 利用超表面產(chǎn)生準(zhǔn)艾里光束Fig.3 Using metasurface to generate quasi Airy beam

2 仿真和結(jié)果分析

利用FDTD算法仿真來對本文設(shè)計的能夠生成艾里光束的全介質(zhì)超表面器件進(jìn)行驗證。由于幾何相位的偏振敏感特性[26]，仿真采用左旋圓偏振狀態(tài)的平面波作為光源，光源波長是630 nm，縮放因子x0=y0= 0.3 μm，b= 0.03，起傅里葉變換作用的菲涅耳全息透鏡的焦距是18 μm。由于光源是左旋圓偏振光，根據(jù)式（2）可知，出射光束會轉(zhuǎn)換為與入射光相反旋向的光束。由于受偏振轉(zhuǎn)換效率的限制，出射光中還會攜帶有原來的左旋圓偏振光的成分，我們將其視作噪聲而將其過濾掉，以下仿真結(jié)果均為已過濾噪聲后所得的結(jié)果。

以超表面平面作為z= 0平面，如圖4為艾里光束在不同傳播距離處的光場分布，分別記錄了z= 20 μm、25 μm、30 μm、35 μm、40 μm 處的光場信息，所有的強(qiáng)度分布都是經(jīng)歸一化后的結(jié)果，所有橫向白色標(biāo)尺均為4 μm。其中圖4（a）～（e）是將總相位（將振幅信息進(jìn)行編碼疊加到相位，再加上菲涅耳透鏡相位得到的總相位）加載到超表面上后經(jīng)FDTD仿真得到的結(jié)果；圖4（f）～（j）是沒有將艾里光束頻譜的高斯分布振幅信息編碼進(jìn)總相位中，僅僅只有立方相位加上菲涅耳相位的編碼，不包含振幅的信息，其他參數(shù)均與（a）～（e）相同。對比兩種仿真結(jié)果可以發(fā)現(xiàn)，這種通過編碼菲涅耳透鏡到頻譜相位中來進(jìn)行傅里葉變換進(jìn)而產(chǎn)生準(zhǔn)艾里光束的方式，在缺乏振幅信息的情況下不會對準(zhǔn)艾里光束的軌跡和光場分布產(chǎn)生明顯影響。由此說明，對于這種產(chǎn)生艾里光束的方式，振幅信息不是必要的信息，于是可以簡化流程，可以更方便地產(chǎn)生艾里光束。

圖4 振幅相位同時調(diào)制和僅相位調(diào)制的超表面產(chǎn)生準(zhǔn)艾里光束在不同平面處的光場分布Fig.4 The optical field distribution of quasi Airy beams in different planes produced by a metasurface with simultaneous amplitude and phase modulation and only phase modulation

從圖4可以看出，隨著傳播距離的增加，艾里光束（亦稱作準(zhǔn)艾里光束）的主瓣和兩翼的尺寸都會逐漸增大。這種逐漸擴(kuò)散的原因是我們利用了菲涅耳全息透鏡而非一般的球面透鏡來進(jìn)行傅里葉變換，這種方法縮短了傅里葉變換所需的2倍焦距的長度，但同時也帶來了一個菲涅耳衍射問題。將式（5）乘上透鏡的透射函數(shù)并以透鏡位置作為初始平面，則在透鏡后焦面處的復(fù)振幅分布可表示為

式（8）表明，在透鏡的后焦面上，除了含有頻譜面復(fù)振幅分布的傅里葉變換之外，還含有一個振幅和二次相位分布。我們知道，頻譜面經(jīng)傅里葉變換后的分布正是艾里光束的復(fù)振幅分布，而正是這個附加的二次方相位，使得我們所得到的光束并不是真正意義上的艾里光束，所以我們將其稱之為準(zhǔn)艾里光束。

這種方法除了會產(chǎn)生一個類似球差并使光斑放大的效果外，還會使艾里光束的主瓣軌跡發(fā)生改變。理論上，艾里光束的主瓣軌跡在y方向可以描述為而利用本文方法產(chǎn)生的準(zhǔn)艾里光束的主瓣軌跡[4]為y=cz2/(z+f) （其中c是一個常數(shù)）。所以這種方法產(chǎn)生的準(zhǔn)艾里光束不再是一個拋物線，如圖5所示。

為了驗證本文方法產(chǎn)生的準(zhǔn)艾里光束的自修復(fù)性質(zhì)，我們在前述準(zhǔn)艾里光束主瓣的傳播路徑上，放置了一個邊長為1 μm的硅方塊作為障礙物阻礙光束的傳播，并測試了z=20 μm、25 μm、30 μm、35 μm 處的光場分布，結(jié)果如圖6所示。從圖6可以看出，準(zhǔn)艾里光束在被障礙物阻擋后，很快就恢復(fù)了原有的輪廓。

圖5 超表面產(chǎn)生的準(zhǔn)艾里光束和相同參數(shù)的艾里光束的軌跡對比Fig.5 Comparison of the trajectory of the quasi Airy beam generated by the metasurface and the Airy beam with the same parameters

圖6 準(zhǔn)艾里光束的自修復(fù)特性Fig.6 Self-healing characteristics of quasi Airy beam

3 結(jié) 論

傅里葉變換法是一種典型的產(chǎn)生艾里光束的方法，相較于傳統(tǒng)的利用入射高斯光束獲得振幅信息的方法，我們將振幅信息和相位信息同時編碼并采用平面波作為入射光來產(chǎn)生艾里光束。本文使用全介電質(zhì)超表面來產(chǎn)生艾里光束，利用FDTD算法驗證了本文設(shè)計的全介電質(zhì)超表面器件在波長630 nm處可以有效的工作。相較于傳統(tǒng)的液晶空間光調(diào)制器（SLM）產(chǎn)生艾里光束方法，由于本文所采用的超表面具有亞波長的單元尺寸，可以有效解決液晶空間光調(diào)制器的單個像素尺寸較大而使相位梯度較小的限制，同時超表面器件作為一種超薄器件，比液晶空間光調(diào)制器更加有利于系統(tǒng)集成。研究發(fā)現(xiàn)，利用本文方法產(chǎn)生的準(zhǔn)艾里光束其頻譜的高斯振幅可以忽略，這方便了艾里光束的產(chǎn)生。由于本文所設(shè)計的超表面器件產(chǎn)生的并不是嚴(yán)格意義上的艾里光束，而是隨傳播距離的增加光束輪廓會不斷放大的準(zhǔn)艾里光束，因此下一步的研究方向是消除因編碼菲涅耳透鏡相位來做傅里葉變換引入的誤差。