Dielektrische Metaoberflächen höherer Ordnung für hocheffiziente Polarisationsstrahlteiler und optische Wirbelgeneratoren

Hintergrund

In den letzten Jahren war die vollständige Kontrolle elektromagnetischer Wellen ein aufstrebendes Forschungsgebiet. Um eine solche Kontrolle zu verwirklichen, haben Metamaterialien aufgrund ihrer neuartigen physikalischen Eigenschaften, die durch Strukturierung ihrer Bestandteile künstlich nach Belieben konstruiert werden könnten, große Aufmerksamkeit auf sich gezogen [1]. Bisher wurden Metamaterialien verwendet, um viele hervorragende optische Eigenschaften wie negative Brechung, Nullbrechung und langsames Licht zu erreichen. Allerdings hat dreidimensionales Metamaterial viele Nachteile, wie hohe intrinsische Verluste und Herstellungsschwierigkeiten, die seine realen Anwendungen einschränken. Mit der Entwicklung der Nanotechnologie wurden zweidimensionale Metamaterialien oder sogenannte Metaoberflächen vorgeschlagen, um diese Nachteile aufgrund ihrer ultradünnen Subwellenlängenstrukturen, relativ einfachen Herstellung und konformen Integration mit Systemen zu vermeiden [2, 3]. Metaoberflächen bestehen typischerweise aus einem Array optischer Resonatoren mit Subwellenlängenperioden und fungieren als Grenzflächendiskontinuitäten. Es könnte durch die Gestaltung der Geometrie des Resonators eine abrupte Änderung der Amplitude oder Phase des auftreffenden Strahls bewirken. Basierend auf diesem Konzept wurden verschiedene Metaoberflächen mit unterschiedlichen Funktionen implementiert, darunter abstimmbarer Wellenleiter [4, 5], Wellenplatten [6, 7], Linse [8,9,10,11], anomale Refraktion [12, 13] , kompakte Wirbelgeneratoren [14,15,16] und hochauflösende Hologramme [17,18,19].

Obwohl Metaoberflächen im Vergleich zu dreidimensionalen Metamaterialien eine viel bessere Effizienz aufweisen, sollte der Verlust aufgrund der häufigen Verwendung von Metall dennoch ernsthaft in Betracht gezogen werden. Daher gibt es einige verbesserte Methoden zur Erhöhung der Übertragungseffizienz, einschließlich der Huygens-Metaoberflächen und volldielektrischen Metaoberflächen. Die Metaoberflächen der Huygens könnten eine geringe Effizienz vermeiden; dennoch behindert die Herstellung der dreidimensionalen Strukturen ihre Anwendung in der Realität [20]. Glücklicherweise konnten dielektrische Metaoberflächen so optimiert werden, dass sie gleichzeitig überlappende elektrische und magnetische Resonanzen bei den gleichen Frequenzen aufweisen und somit volle 2π . ermöglichen Phasenanschnitt mit hoher Übertragungseffizienz [21,22,23,24,25,26,27]. Die meisten der in den vorherigen Arbeiten demonstrierten optischen Geräte verwenden jedoch die ±1st Beugungsmoden der Ordnung, um die Wellenfront des Lichts zu manipulieren, anstatt die Moden höherer Ordnung [28,29,30]. Vor kurzem wurde ein neuer Ansatz vorgeschlagen, um die einfallende Wellenfront zu steuern und in Moden höherer Ordnung durch Modulieren der diskreten Phase zu arbeiten; dennoch erreichten sie aufgrund des intrinsischen ohmschen Verlustes von Metall recht niedrige Übertragungseffizienzen [31, 32].

In dieser Arbeit schlagen wir eine dielektrische Metaoberfläche vor, um die Wellenfront zu manipulieren, die in Beugungsmoden höherer Ordnung mit extrem hoher Transmissionseffizienz arbeitet. Basierend auf der vorgeschlagenen dielektrischen Metaoberfläche wurden zwei polarisierende Strahlteiler mit abrupten Phasenunterbrechungen im Telekommunikationsband entworfen und arbeiten in Moden höherer Ordnung. Die polarisierenden Strahlteiler sind in der Lage, zwei unterschiedliche Wellenfronten für zwei orthogonale Eingangspolarisationen mit extrem hoher Effizienz von bis zu 88% zu erzeugen. Darüber hinaus haben wir auch zwei Wirbelstrahlgeneratoren mit den topologischen Ladungen 2 und 3 entwickelt, um die Fähigkeit der entworfenen Metaoberfläche weiter zu demonstrieren, Licht in Beugungsmoden höherer Ordnung zu manipulieren.

Methoden

Das Schema der entworfenen dielektrischen Metaoberflächen ist im Einschub von Fig. 1a gezeigt. Es besteht aus 900 nm dickem kristallinem Silizium-Nanobrick, der auf ein 200 nm dickes Glassubstrat geätzt wurde, dessen Brechungsindizes 3,48 bzw. 1,48 betragen. Aufgrund des hohen Brechungsindex weist Silizium hochwertige Resonanzeigenschaften und geringe intrinsische ohmsche Verluste auf. Darüber hinaus kann nanostrukturiertes Silizium leicht durch ausgereifte Halbleitertechnologie mit geringen Herstellungskosten, wie EBL und FIB, erhalten werden. Das SiO ₂ Substrat wurde verwendet, da der Reflexionsverlust und der Absorptionsverlust bei der Wellenlänge von 1500 nm nahezu vernachlässigt werden können. Die Gitterkonstante wird als S . gewählt = 650 nm. Somit hängt die geometrische Phase des durch einen Silizium-Nanostab induzierten durchgelassenen Lichts von den Abmessungen des Nanobricks entlang der X- und Y-Richtung ab. Die numerische Simulation wird nach der FDTD-Methode (finite-different time-domain) durchgeführt. In den Simulationen wurde die perfekt angepasste Schicht (PML) der Schicht über und unter einer Zelle hinzugefügt, um als absorbierende Randbedingungen zu fungieren. Darüber hinaus wurden die periodischen Randbedingungen (PBC) auch um eine Zelle oder eine Elementarzelle herum angewendet. Die Betriebswellenlänge wird für die Wellenlänge der optischen Kommunikation auf 1500 nm gewählt.

a Die Übertragungseffizienz und b die entsprechenden Phasenvariationen von XLP-Licht als Funktion der Parameter a und b . c Die kopolarisierte Transmissionseffizienz und d entsprechende Phasenvariationen von YLP-Licht als Funktion der Parameter a und b . Der Einsatz in a zeigt schematisch die Elementarzelle einer periodischen dielektrischen Metaoberfläche bestehend aus einer Anordnung von Silizium-Nanobricks auf SiO₂ Substrat. Die Dicke von Silizium-Nanobricks und SiO₂ Substrat ist auf 900 nm bzw. 200 nm eingestellt

Unter Verwendung der numerischen Simulation, wie in Fig. 1 dargestellt, werden die kopolarisierte Transmissionseffizienz und die entsprechenden Phasenvariationen sowohl für X-linear-polarisiertes (XLP) Licht als auch für Y-linear-polarisiertes (YLP) Licht als Funktionen von berechnet die Geometrien der Silizium-Bricks. Wenn das XLP-Licht auf die vorgeschlagene dielektrische Metaoberfläche fällt, gibt es eine hohe Transmission für fast alle Nanobrick-Dimensionen, wie in 1a dargestellt. Unterdessen impliziert Fig. 1b einen vollen Phasenbereich von 0 bis 2π bei der Übertragung von XLP-Licht, das eine vollständige Abdeckung der Wellenfrontphase bereitstellen könnte. Noch wichtiger ist, dass die Nanobricks für die überwiegende Mehrheit der Dimensionen eine kopolarisierte Leistungsübertragungseffizienz von über 88% aufweisen, was auf die geringe Reflexion und fast keine Absorption der dielektrischen Metaoberfläche bei der Telekommunikationswellenlänge zurückzuführen ist. Die kopolarisierte Transmissionseffizienz und die entsprechenden Phasenvariationen unter dem YLP-Einfall sind in Fig. 1c bzw. d aufgetragen. Aufgrund der Symmetrie ist die Abhängigkeit der optischen Eigenschaften der dielektrischen Metafläche von geometrischen Abmessungen für YLP-Licht ähnlich wie für XLP-Licht, was in Abb. 1 deutlich zu sehen ist. Daher ist die kopolarisierte Transmissionseffizienz für YLP-Licht auch höher als 88% und der modulierende Phasenbereich kann von 0 bis 2π . variieren .

Kurz gesagt, ein kompletter Bereich der Phasensteuerung von 0 bis 2π könnte im Fall von XLP- und YLP-Vorfällen effektiv erreicht werden, indem nur die geometrische Dimension des Nanobricks entlang der X-Richtung geändert wird (d. h. a ) und Y-Richtung (d. h. b ), bzw. Folglich könnte der Bereich der Phasensteuerung auf Beugungsmoden höherer Ordnung (d. h. von 0 bis N × 2π ) aufgrund der Periodizität der Phase. Um die Vielseitigkeit und präzise Phasensteuerung der entworfenen Nanobricks zu demonstrieren, wurden zwei optische Vorrichtungen vom Transmissionstyp mit hoher Effizienz vorgeschlagen, indem die Metaoberfläche mit einfacher Anordnung gut entworfen wurde, einschließlich zweier polarisierender Strahlteiler und eines optischen Wirbelgenerators.

Ergebnisse und Diskussion

Entwerfen der polarisierenden Strahlteiler

Die Polarisationssteuerung auf dem Chip ist ein wichtiges Thema für photonische integrierte Schaltungen. Der polarisierende Strahlteiler ist eines der wesentlichen optischen Geräte zur Steuerung der Polarisation auf einem Chip, mit dem das Eingangslicht in zwei orthogonale Polarisationskomponenten aufgetrennt werden kann [33, 34]. Gemäß den obigen Simulationsergebnissen konnten Strahlteiler mit steuerbarer Doppelbrechung basierend auf der vorgeschlagenen dielektrischen Metaoberfläche realisiert werden, was darauf hindeutet, dass zwei verschiedene Phasen des XLP-Refraktionslichts (φ _x ) und YLP-Refraktionslicht (φ _y ) könnte gleichzeitig durch geeignete Auswahl der Nanobrick-Durchmesser a . erhalten werden und b , bzw. Daher entwerfen wir hier Metaoberflächen und verwenden diese neuartige Eigenschaft, um polarisierende Strahlteiler zu realisieren, um zwei orthogonale Polarisationen des Eingangslichts in zwei Richtungen mit einer hohen Transmissionseffizienz von bis zu 88% zu unterscheiden. Darüber hinaus könnte die entworfene Metaoberfläche nicht nur in den Beugungsmodi erster Ordnung, sondern auch in den Beugungsmodi höherer Ordnung arbeiten.

Wir entwerfen die polarisierenden Strahlteiler aus 13 dielektrischen Nanobricks mit drei verschiedenen Permutationen, um Beugungsmoden unterschiedlicher Ordnung mit hoher Effizienz zu erzeugen. Im Design der Metaoberfläche 1 (M ₁ ), diskretisieren wir den Phasenbereich von 0 bis 2π und ab 2π auf 0 in 13 Nanobricks mit gleichem Schritt von 2π /13 und −2π /13 für X- bzw. Y-polarisiertes Durchlicht. Die seitlichen Abmessungen der 13 ausgewählten Silizium-Nanobricks sind in aufsteigender Reihenfolge nummeriert, wie in der ersten Zeile von Fig. 2a gezeigt. Anscheinend könnte der Bereich der Phasensteuerung durch geeignete Auswahl der Elementarzellen in M . auf den Beugungsmodus höherer Ordnung erweitert werden ₁ und sie neu anordnen. Wenn wir beispielsweise den Beugungsmodus auf die N-te Ordnung erweitern, sollte der Phasenbereich von 0 bis N . reichen × 2π und von N × 2π auf 0 mit einer Phasendifferenz von N × 2π /13 und −N × 2π /13 zwischen zwei benachbarten Nanobricks für X- bzw. Y-polarisiertes Durchlicht. Daher präsentiert die zweite Zeile von Fig. 2a die neu angeordneten Superzellen für den Beugungsmodus dritter Ordnung (M ₃ ), deren Phasensteuerungsbereich von 0 bis 3 × 2π . reicht und von 3 × 2π auf 0 mit einer Phasendifferenz von 3 × 2π /13 und −3 × 2π /13 zwischen zwei benachbarten Nanobricks für X- bzw. Y-polarisiertes Durchlicht. Außerdem ist die Metaoberfläche (M ₅ ) für den Beugungsmodus fünfter Ordnung besteht ebenfalls aus einem Satz von 13 dielektrischen Nanobricks, die ebenfalls neu angeordnet sind, um den gesamten Phasensteuerungsbereich von 0 bis 5 × 2π . abzudecken und ab 5 × 2π auf 0 mit einer Phasendifferenz von 5 × 2π /13 und −5 × 2π /13 zwischen zwei benachbarten Nanobricks für X- bzw. Y-polarisiertes Durchlicht, wie in der dritten Zeile von Abb. 2a dargestellt. Um die Idee anschaulich zu veranschaulichen, sind in Abb. 2b die Sendephasen der 13 Antennen in drei konkreten Permutationen unter XLP- und YLP-Licht aufgetragen.

Design der dielektrischen Metaoberflächen mit drei Beugungsmoden unterschiedlicher Ordnung. a Schemata der lateralen Abmessungen der 13 entworfenen Nanobricks. Erste Zeile M ₁ :eine Superzelle mit einer Sendephase von 0 bis 2π . Zweite Zeile M ₃ :eine umgeordnete Superzelle mit einer Phase im Bereich von 0 bis 3 × 2π . Dritte Zeile M ₅ :eine umgeordnete Superzelle mit einer Phase im Bereich von 0 bis 5 × 2π . b Die simulierten Transmissionsphasen der 13 entworfenen Nanobricks von drei verschiedenen Moden unter XLP (schwarze Linien ) und YLP (blaue Linien ) Vorfälle bzw. c a (schwarze durchgezogene Linien ) und b (schwarze gepunktete Linien ) der 13 Nanobricks, die in den entworfenen Metaoberflächen verwendet werden M ₁ . Die blauen Linien repräsentieren die übertragenen Wirkungsgrade der 13 Nanobricks in M ₁ unter XLP (durchgezogene Linien ) und YLP (gepunktete Linien ) Vorfälle bzw.

Darüber hinaus wurden die Transmissionen der 13 entworfenen Nanobricks unter XLP- und YLP-Licht simuliert und stimmen gut mit der theoretischen Vorhersage überein. Abb. 2c zeigt die geometrischen Abmessungen der Silizium-Nanobricks und die Transmissionseffizienzen der 13 Nanobricks in der Metaoberfläche M ₁ unter XLP- und YLP-Licht. Die kopolarisierten Transmissionen der meisten dielektrischen Nanobricks sind vergleichbar und bleiben über 88%, obwohl die Transmissionen von zwei Nanobricks fast 80% halten. Diese Simulationsergebnisse bestätigen, dass unsere entworfenen Metaoberflächen zur Herstellung zahlreicher optischer Geräte mit hoher Effizienz verwendet werden können.

Numerische Simulationen des polarisierenden Strahlteilers werden durch Beleuchten der entworfenen Metaflächen M . durchgeführt ₁ bei senkrechtem Einfall mit dem Polarisationswinkel von 45 ^° . Das konkrete XLP- und YLP-Licht konnte aus den gesamten durchgelassenen Feldern extrahiert werden, wie in Fig. 3a aufgetragen. Es ist klar, dass es eine wohldefinierte Wellenfront und die kopolarisierten Transmissionseffizienzen von M . gibt ₁ sind als Funktionen des übertragenen Winkels in Fig. 3b aufgetragen. Die maximalen kopolarisierten Transmissionswinkel betragen -10,2 ^° und 10,2 ^° für übertragenes XLP- bzw. YLP-Licht. Die Wirkungsgrade erster Ordnung sind T _xx = 85,9 % und T _yy = 88,4% für das übertragene XLP- bzw. YLP-Licht, wobei T _xx ist der simulierte Transmissionskoeffizient von XLP-Licht mit dem XLP-Einfall und T _yy ist der simulierte Transmissionskoeffizient von YLP-Licht beim YLP-Einfall. Im Vergleich zur Transmissionseffizienz der räumlich homogenen Nanobrick-Arrays ist die Konversionseffizienz aufgrund der Kopplung zwischen Resonatoren mit unterschiedlichen Abmessungen leicht reduziert [35]. Auf der Grundlage des verallgemeinerten Snell-Gesetzes kann der Beugungswinkel von einfallendem Licht an einer Gradientenmetaoberfläche berechnet werden durch θ _t = sin ⁻¹ [(λ ₀ /n _t L ) + n _ich Sünde(θ _ich )/n _t ], wobei n _t und n _ich sind die Brechungsindizes der Medien auf der Transmissions- bzw. Einfallsseite der Grenzfläche, θ _ich ist der Einfallswinkel, λ ₀ die Wellenlänge des Lichts im Vakuum ist und L ist die Länge einer Superzelle [36]. Somit sind die theoretischen Ergebnisse der Beugungswinkel erster Ordnung ±10,22 ^° . Numerische Simulation und Theorie stimmen gut überein. Das heißt, die entworfene Vorrichtung kann mit einer geeigneten sukzessiven Behandlung als polarisierender Strahlteiler dienen. Darüber hinaus wurde die einfallende Wellenfront durch das Reflexionslicht von der Metaoberfläche fast nicht beeinflusst, was bestätigt, dass das gesamte einfallende Licht mit extrem hoher Effizienz von den Metaoberflächen übertragen werden konnte.

a Die elektrischen Feldverteilungen (E ) des extrahierten übertragenen XLP (links ) und YLP (richtig ) Licht, wenn ein normaler Lichteinfall mit 45 ^° Linearpolarisation bei der Wellenlänge von 1500 nm, die durch die entworfenen Metaoberflächen übertragen wird. b Die co-polarisierten Transmissionseffizienzen der entworfenen Metaoberflächen als Funktion des Transmissionswinkels unter der Beleuchtung eines X-polarisierten bzw. Y-polarisierten Lichts

Zum Vergleich zeigt Abb. 4 die konkreten XLP- und YLP-Durchlässigkeitsverteilungen des elektrischen Feldes der anderen beiden neu angeordneten dielektrischen Metaoberflächen aus neu entwickelten Superzellen (M ₃ und M ₅ ) unter den 45 ^° linear polarisiertes einfallendes Licht. Da der durchgelassene Phasenbereich der beiden Superzellen geändert wurde, sind die Beugungswinkel von M ₃ und M ₅ werden theoretisch zu ±32,18 ^° . berechnet und ±62,56 ^° , bzw. In Abb. 4a, b existieren zwei wohldefinierte Phasenfronten mit den Beugungswinkeln dritter Ordnung von −32 ^° und 32 ^° für übertragenes XLP- bzw. YLP-Licht. In Fig. 4c, d beträgt der Beugungswinkel fünfter Ordnung –63 ^° und 63 ^° für übertragenes XLP- bzw. YLP-Licht. Darüber hinaus wurden die simulierten co-polarisierten Transmissionseffizienzen der entworfenen Metaoberflächen bestehend aus neu angeordneten Superzellen M ₃ und M ₅ wurden auch in Fig. 5a bzw. b dargestellt. Die maximalen Transmissionswinkel stimmen gut mit den theoretischen Beugungswinkeln überein, die nach dem verallgemeinerten Snell-Gesetz berechnet wurden, und die kopolarisierten Beugungseffizienzen dritter Ordnung betragen 82 und 84 % für durchgelassenes XLP- und YLP-Licht. Die kopolarisierten Beugungseffizienzen der fünften Ordnung betragen jedoch nur 73,5 bzw. 78,4 % für durchgelassenes XLP- und YLP-Licht, was im Wesentlichen durch die unerwünschte EM-Kopplung zwischen benachbarten Nanobricks mit unterschiedlichen Geometrien verursacht wird. Daher könnten die entworfenen Metaoberflächen in Beugungsmoden höherer Ordnung gut funktionieren, indem nur die Anordnung der 13 dielektrischen Nanobricks modifiziert wird. Noch wichtiger ist, dass gezeigt wird, dass der Beugungsmodus angepasst werden kann, indem die Phasendifferenz zwischen benachbarten dielektrischen Nanobricks in einer Superzelle gesteuert wird.

Die Verteilungen des elektrischen Feldes des extrahierten übertragenen XLP (links ) und YLP (richtig ) unter der normalen Inzidenz von 45 ^° linear polarisiertes Licht zu den Metaoberflächen von M ₃ (a , b ) und M ₅ (c , d ) bzw.

Die kopolarisierten Transmissionseffizienzen der entworfenen Metaoberflächen bestehend aus neu angeordneten Superzellen a M ₃ und b M ₅ als Funktionen des Transmissionswinkels bei Beleuchtung mit X-polarisiertem bzw. Y-polarisiertem Licht

Entwerfen der optischen Vortex-Generatoren

Der optische Wirbelstrahl hat eine spiralförmige Wellenfront und trägt einen Bahndrehimpuls von lℏ [37, 38], wodurch es in hochauflösender Lithographie [39, 40], optischem Trapping [41, 42], optischer Kommunikation [43, 44] usw. vielversprechend ist. Hier ist die topologische Ladung l ist die Anzahl der Windungen der Wellenfront und ℏ ist die reduzierte Planck-Konstante. Der Wirbelstrahl mit der topologischen Ladung 1 kann durch Metaoberflächen mit einem spiralförmigen Phasenprofil von 0 bis 2π . erzeugt werden mit identischem Phaseninkrement entlang der azimutalen Richtung. Um die Fähigkeit der entworfenen Metaoberfläche zur Manipulation der übertragenen Phase und des Beugungsmodus weiter zu demonstrieren, entwerfen wir daher einen Wirbelgenerator, der einen einfallenden homogenen Gaußschen Strahl in einen Wirbelstrahl umwandeln kann. Um dieses Ziel zu erreichen, ordnen wir die 13 dielektrischen Nanobricks von M . an ₁ in die 13 Sektoren, um ein Gradientenphaseninkrement von 2π . einzuführen /13quer zur azimutalen Richtung. Die übertragenen Intensitätsprofile unter XLP-Einfall bei z = 10 μm sind in Fig. 6a gezeigt und haben das charakteristische Intensitätsminimum in der Mitte entsprechend einer Phasensingularität. Die räumlichen Phasenmuster mit einem deutlichen abrupten Phasensprung von −π zu π innerhalb von 2π azimutalen Bereich sind in Fig. 6d gezeigt, was anzeigt, dass die topologische Ladung der optischen Vorrichtungen in Fig. 6d 1 beträgt

a –c Die übertragenen Intensitätsverteilungen und d –f die Phasenwellenfronten der erzeugten Wirbelstrahlen bei z = 10μm mit topologischer Ladung von l = 1 , 2 , 3 basierend auf den Metaoberflächen M ₁ , M ₂ , und M ₃ jeweils unter dem X-polarisierten Einfall

Darüber hinaus entwickeln wir zwei weitere Wirbelgeneratoren, um Wirbelstrahlen zu erzeugen, indem wir die Anordnung der Nanobricks in M . ändern ₁ . Diese beiden Wirbelstrahlgeneratoren besitzen die topologischen Ladungen 2 bzw. 3. Ihre Transmissionsintensitätsprofile unter XLP-Einfall sind in Fig. 6b bzw. c gezeigt. Die konkreten Designansätze modulieren die Phasendifferenz der Nanobricks auf 4π /13 und 6π /13zwischen zwei benachbarten dielektrischen Nanobricks, die als M . definiert sind ₂ und M ₃ . Daher besitzen die momentanen räumlichen Phasenprofile in Abb. 6e, f zwei und drei offensichtliche abrupte Phasensprünge von −π zu π , bzw. Das Umschalten der einfallenden Polarisation von XLP auf YLP ändert das Ausgangsintensitätsmuster nicht, aber die Verdrehungsrichtung der helikalen Wellenfront wird aufgrund der abnehmenden Phasendifferenz zwischen den benachbarten Nanobricks umgekehrt. Darüber hinaus sollte beachtet werden, dass die Phasenprofile höherer Ordnung auch durch unsere entworfenen dielektrischen Metaoberflächen erzeugt werden könnten.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir gezeigt, dass die dielektrischen Gradienten-Metaoberflächen aus einer periodischen Anordnung von unterschiedlich großen Silizium-Nanobricks bestehen, die das Eingangslicht mit dem vollen Bereich der Manipulationsphase von 0 bis 2π . durchlassen könnten und extrem hohe Effizienz (über 88%) bei Telekommunikationswellenlänge. Basierend auf den entworfenen dielektrischen Metaoberflächen werden neuartige polarisierende Strahlteiler vorgeschlagen, die in den Beugungsmoden höherer Ordnung arbeiten, um zwei orthogonale polarisierte Eingangslichter in beliebige unterschiedliche Richtungen zu trennen. Darüber hinaus haben wir auch zwei Wirbelstrahlgeneratoren entworfen, die in den Beugungsmoden höherer Ordnung mit unterschiedlichen topologischen Ladungen arbeiten. Unsere Arbeit könnte auch leicht auf das Design anderer optischer Übertragungsgeräte mit hoher Effizienz ausgedehnt werden.