Effizienter Polarisationsstrahlteiler basierend auf volldielektrischer Metaoberfläche im sichtbaren Bereich

Einführung

In den letzten Jahren haben Metaoberflächen, zweidimensionale Subwellenlängenstrukturen, die aus Nanoantennen in einer Array-Konfiguration bestehen, enorme Aufmerksamkeit erlangt. Metasurface kann das einfallende Licht auf einer Subwellenlängenskala manipulieren, da seine ultradünne strukturierte Dicke abrupte Änderungen der Parameter des einfallenden Strahls einführt. Zum Beispiel können die Phase [1,2,3,4,5], die Amplitude [6,7,8,9] und die Polarisation [10,11,12,13] der einfallenden Strahlen durch Anpassen der Form manipuliert werden , Größe und Ausrichtung der Subwellenlängen-Nanoantennen. Im Vergleich zu herkömmlichen sperrigen Materialien sind die Metaoberflächen-Bauelemente einfacher herzustellen und ihre ultradünne Dicke im optischen Weg kann Übertragungsverluste stark unterdrücken. Basierend auf den oben genannten aufregenden Vorteilen wurden Metaoberflächen in vielen Anwendungen verwendet, wie zum Beispiel Polarisationskonverter [11,12,13], Vollfarbdruck [14], Holographie [15], flache Linsen [16], optische Wirbelerzeugung [ 4, 17] und Spektrumsaufspaltung [18,19,20,21].

Metallische Nanostrukturen wurden verwendet, um Metaoberflächen mit ursprünglicher Strahlablenkung zu bilden [1, 22, 23]. Die erforderliche 2π-Phasenbedeckung kann im Allgemeinen nach zwei Methoden erreicht werden. Die eine erzeugt zwei unabhängige Resonanzen, von denen jede eine Phasenverschiebung von π einführt. Die andere besteht darin, die polarisationsabhängigen Subwellenlängen-Resonatoren räumlich von 0° auf 180° zu drehen. Allerdings limitieren die Absorptionsverluste metallischer Metaoberflächen die Effizienz im Transmissionsmodus. Vor kurzem wurde vorgeschlagen, dass volldielektrische Metaoberflächen die metallischen aufgrund ihrer geringen Absorptionsverluste ersetzen [24,25,26,27,28]. Bis heute wurden drei verschiedene Ansätze demonstriert, um die 2π-Phasenverschiebung in den volldielektrischen Metaoberflächen, geometrische Phase [27], Mie-Resonanz [2, 4, 7] und Fabry-Pérot-Resonanz [3, 28] zu realisieren. Das erste Verfahren ist dem obigen zweiten Weg der metallischen Metaoberfläche ähnlich; es funktioniert für zirkular polarisiertes Licht. Der zweite Mechanismus deckt den gesamten 2π-Phasenbereich basierend auf spektral überlappenden magnetischen und elektrischen Resonanzen ab; die so gestaltete Metaoberfläche wird auch als Huygens-Metaoberfläche bezeichnet. Das dritte Verfahren verwendet ebenso wie das in diesem Papier verwendete Nanoantennen mit hohem Aspektverhältnis, um die gewünschte Phasensteuerung zu erhalten. Die Antennen können in diesem Fall als abgeschnittene Wellenleiter betrachtet werden, und die Sendephase wird durch den effektiven Brechungsindex der Grundmode in unterschiedlich großen dielektrischen Antennen manipuliert. Silizium wird im Allgemeinen in volldielektrischen Metaoberflächen-Bauelementen verwendet [2,3,4] wegen seines hohen Brechungsindex, geringen Verlustes und ausgereiften Herstellungsverfahrens. Wie bei einigen anderen Materialien mit niedrigem Brechungsindex, wie z. B. Siliziumdioxid (SiO₂ ), Siliziumnitrid (Si₃ N₄ ) und Titandioxid (TiO₂ ), können ihre Verluste vernachlässigt werden, aber die höheren Seitenverhältnisse machen die Herstellung sehr schwierig.

Der Polarisationsstrahlteiler, eine Vorrichtung, die einen optischen Strahl in zwei orthogonal polarisierte Komponenten aufteilen kann, die sich entlang unterschiedlicher Pfade ausbreiten, ist eine wichtige Komponente in optischen Systemen. Polarisationsstrahlteiler, über die in der Literatur berichtet wird, werden hauptsächlich basierend auf den folgenden Strukturen entworfen, einschließlich Subwellenlängenstrukturen [29,30,31], hybride plasmonische Koppler [32], Gitter [33], Multimode-Interferenz (MMI)-Strukturen [34] und asymmetrische Richtkoppler [35, 36]. Farahani und Mosallaei [29] schlugen eine Infrarot-Reflektarray-Metaoberfläche vor, um einfallendes Licht in zwei orthogonal polarisierte reflektierende Strahlen zurückzustrahlen. Guo et al. [30] entwarfen einen Polarisationsteiler auf Basis von Siliziummetaoberflächen bei einer spezifischen Wellenlänge von 1500 nm. In dieser Arbeit schlagen wir einen einfachen und großwinkelig abgelenkten Polarisationsstrahlteiler auf Basis einer dielektrischen Metaoberfläche vor, der aus verschiedenen kreuzförmigen Silizium-Resonator-Arrays auf dem Siliziumdioxid-Substrat aufgebaut ist. Wenn x - oder y -polarisiertes Licht fällt normalerweise ein, die Polarisationsrichtung des durchgelassenen Lichts ist dieselbe wie die des einfallenden Lichts. Bei einer Wellenlänge von 583 nm beträgt der Ablenkungswinkel 46,78° und die Ablenkungseffizienz 63,7% unter x -polarisierter Einfall, während die Ablenkungseffizienz 66,4% beträgt und der Ablenkungswinkel - 46,78° für y . beträgt -polarisierte. Darüber hinaus ist das vorgeschlagene Gerät in der Lage, das linear polarisierte Licht in x - und y -polarisierte. Insbesondere wenn die Polarisation des einfallenden Lichts in einem Winkel von 45° zum x -Achse besitzen zwei orthogonal polarisierte Sendestrahlen ungefähr gleiche Intensitäten im Wellenlängenbereich von 579 bis 584 nm.

Methoden

1 zeigt schematisch die Konfiguration der vorgeschlagenen Polarisationsstrahlteilervorrichtung, die auf der Grundlage einer vollständig dielektrischen Metaoberfläche konstruiert ist. Die Metaoberfläche besteht aus einer Anordnung von kreuzförmigen Siliziumblöcken, die auf dem Siliziumdioxidsubstrat angeordnet sind. Die optischen Konstanten von Silizium sind Ref [37] entnommen, und der Brechungsindex von Silizium ist 1,45. Die Siliziumblockhöhe h ist auf 260  nm eingestellt; die Periode der Elementarzelle entlang des x - und y -Richtungen sind optimiert, um Px zu sein = 200 nm und Py = 200 nm. Die numerische Simulation erfolgt durch dreidimensionale Finite-Difference-Time-Domain (FDTD)-Modelle, bei denen periodische Randbedingungen in den beiden x - und y -Richtungen und perfekt aufeinander abgestimmte Ebenen werden entlang der z . verwendet -Richtung. Die ebene Welle fällt normalerweise von der Unterseite des Substrats ein. Das kreuzförmige Silizium-Nanoblock-Array kann als aus zwei senkrechten Silizium-Block-Arrays zusammengesetzt betrachtet werden. Ein Array ist, dass die Längen w der Antennen entlang der x -Achse bleiben konstant, während die Längen Ly entlang der y -Achsenänderung, um den Phasengradienten unter y . zu induzieren -polarisierte Einfall. Im Gegenteil, ein anderer führt den Phasengradienten für x . ein -polarisierte Beleuchtung durch Variation der Längen Lx der Antennen entlang der x -Richtung und Einhaltung der Längen w entlang der y -Achsenkonstante.

Schematische Konfiguration der vorgeschlagenen kreuzförmigen Metaoberfläche, die als Polarisationsstrahlteiler wirkt

Zuerst entwerfen wir das Phasengradienten-Array unter y -polarisierte Einfall. Wie in Abb. 2a und b dargestellt, berechnen wir die Transmission und den Phasengang der periodischen Siliziumblöcke, indem wir die Breite w . ändern von 60 bis 75 nm und die Länge Ly von 60 bis 200 nm bei der Wellenlänge von 583 nm. Eine vollständige 2π-Phasenabdeckung kann nicht erreicht werden, wenn die Breite w kleiner als 61,5 nm ist, aber die Transmissionsintensität nimmt mit der Breite w steigt. In Anbetracht der Herstellung des Prozesses beträgt die Breite w der Elementareinheit ist auf 70 nm festgelegt und die Länge Ly variiert, um die volle 2π-Übertragungsphasensteuerung bereitzustellen, wie in Fig. 2c dargestellt. Der Transmissions- und Phasengang als Funktion der Länge Ly bei der Wellenlänge 583 nm sind in Fig. 2d dargestellt. Für große Teilungswinkel werden vier verschiedene Einheiten ausgewählt, um den Phasenbereich von 0 bis 2π abzudecken, die Längen Ly von vier Elementen sind Ly ₁ = 169 nm, Ly ₂ = 122 nm, Ly ₃ = 103 nm und Ly ₄ = 70 nm, bzw.. Nach dem verallgemeinerten Snell-Gesetz beträgt der anomale Brechungswinkel θ _t kann durch die Formel erhalten werden,

wo n _t und n _ich sind der Brechungsindex des durchgelassenen bzw. einfallenden Mediums, θ _ich ist der Einfallswinkel, λ ₀ ist die einfallende Wellenlänge im Vakuum, dx und dϕ sind der Abstand und die Phasendifferenz zwischen benachbarten Einheiten entlang der x -Richtung. In unserem Fall ist der Wert von dϕ ist − π/2 für y -polarisierte Inzidenz, die durch schrittweises Verringern der Längen Ly . erreicht wird der Nanoblöcke entlang des x -positive Richtung, wie Array A in Fig. 2e dargestellt. Um die Funktion der Polarisationsaufspaltung zu realisieren, beträgt die Phasendifferenz dϕ ist unter x . auf π/2 eingestellt -polarisierte Einfall. Hier die Längen Lx von vier Einheiten entlang der x -positive Richtung sind 70 nm, 103 nm, 122 nm bzw. 169 nm, während die Breiten w behalten Sie den gleichen Wert von 70 nm bei, wie in der in Fig. 2e gezeigten Anordnung B. Schließlich werden die beiden obigen Arrays zu einem kreuzförmigen Array kombiniert, um eine Polarisationsstrahlteiler-Metafläche zu bilden, und Array A und B zeigen die Phasengradienten für y - und x -polarisiertes einfallendes Licht bzw.

Gestaltung der Metafläche. a Übertragung und b Phasengang als Funktion der Breite w und Länge Ly bei einer Wellenlänge von 583 nm. c Eine Einheit der Metaoberfläche für y -polarisierte Einfall. d Transmission und Phasengang der periodischen Nanoblöcke mit Breiten von 70 nm als Funktion der Länge Ly . e Das Designverfahren der vorgeschlagenen Polarisationsstrahlteiler-Metafläche (vertikale Ansicht). Hier sortieren wir die Einheiten von links nach rechts als Einheit1, Einheit 2, Einheit 3 ​​und Einheit 4

Ergebnisse und Diskussionen

Die optische Leistung der kreuzförmigen Metafläche als Polarisationsstrahlteiler wird durch das dreidimensionale FDTD-Verfahren simuliert. In unserem Fall ist der Wert von dx ist 200 nm, dϕ ist π/2, −π/2 für x - und y -polarisierte Inzidenz bzw. Nach der Gl. (1) wird der anomale Sendestrahl in einem Winkel von 46,78° unter x . abgelenkt -polarisierter senkrechter Einfall bei einer Wellenlänge von 583 nm. Die übertragene elektrische Feldverteilung unter x -polarisierte Beleuchtung im x-z Ebene ist in Abb. 3a dargestellt. Der beobachtete Beugungswinkel 46,78° vom Wellenfrontprofil stimmt mit dem theoretischen Ergebnis überein. Das simulierte Ergebnis in Abb. 3b zeigt, dass die normierte Intensität im Fernfeld unter x -polarisierte Einfall. Die Gesamttransmissionseffizienz beträgt 69,7% und die Ablenkeffizienz beträgt 63,7%, was hauptsächlich durch die Grenzflächenreflexion (12,5%), die Absorption von Silizium (17,8%) und andere Beugungsordnungen (6%). Die Ablenkeffizienz ist hier definiert als Intensität des abgelenkten Strahls in der gewünschten Beugungsordnung (+ 1, − 1 Ordnung für x - und y -polarisierter Einfall) normalisiert auf die Gesamteinfallsintensität. Wenn das lineare y -polarisiertes Licht fällt normalerweise ein, die Intensitätsverteilungen des elektrischen Felds und des normalisierten Fernfelds bei der Wellenlänge von 583  nm sind in Fig. 3c bzw. d angegeben. Der Ablenkwinkel beträgt – 46,78° und der entsprechende Ablenkwirkungsgrad beträgt 66,4 %, während der Gesamtübertragungswirkungsgrad 75,2 % beträgt. Die Reflexion kann hauptsächlich durch den hohen Brechungsindex von Silizium und Rückwärtsstreuung vom Rand verursacht werden, und der intrinsische Verlust von Silizium im sichtbaren Bereich führt zu der hohen Absorption. Berücksichtigt man in unserem Fall die Absorptionsverluste nicht, können die Gesamttransmissionswirkungsgrade für die beiden oben genannten Häufigkeiten ca. 90 % erreichen, was mit den Werten in Lit. [30] vergleichbar ist. Der Auslenkungswinkel ist gemäß Gl. (1), so dass es durch Anpassen der Parameter, wie der Periode entlang der Phasengradientenrichtung, der Betriebswellenlänge und anderer, manipuliert werden kann, um unsere Bedürfnisse zu erfüllen.

Die elektrischen Feldverteilungen in der Nähe der Metaoberfläche im x-z Flugzeug unter a x -polarisiert und c y -polarisierte Einfall. Normalisierte Fernfeld-Intensitätsverteilungen für b x -polarisiert und d y -polarisiertes normal einfallendes Licht. Die Betriebswellenlänge beträgt 583 nm und der Sendewinkel ist als positiver (negativer) Wert auf der rechten (linken) Seite der Normalen definiert

Eine linear polarisierte ebene Welle (E ) lässt sich immer in zwei orthogonale Komponenten zerlegen (Ex und Ey ), die gleichzeitig zwei unabhängige Resonanzfelder in x . anregen - und y -Richtungen. Wenn daher eine linear polarisierte ebene Welle normalerweise auf die Metaoberfläche einfällt, kann sie in x- und y -polarisierte, die entlang des x . entgegengesetzte Phasengradienten induzieren können -Richtung. Abbildung 4a zeigt, dass das Arbeitsmechanismusdiagramm des vorgeschlagenen Polarisationsstrahlteilers der einfallende Strahl in x . unterteilt wird - und y -polarisierte, die entsprechenden Ablenkungswinkel sind θ _t und − θ _t , die durch die Betriebswellenlänge bestimmt werden. Die Intensitäten zweier Sendesignale werden durch den Polarisationswinkel des einfallenden Lichts bestimmt. Wenn die Polarisation des einfallenden Lichts einen Winkel von 45° zum x . hat -Achse, das x - und y – polarisierte übertragene elektrische Feldverteilungen, die aus dem gesamten übertragenen Feld extrahiert wurden, wie in 4c dargestellt, was auch die Polarisationsaufspaltungsfunktion dieser vorgeschlagenen Vorrichtung bestätigt. Die normalisierte Fernfeld-Intensitätsverteilung für die Betriebswellenlänge 583   nm ist in Fig. 4b dargestellt; die Intensität zweier Ausgangsstrahlen hat den gleichen Wert von 0,336. Die Gesamtübertragungsintensität I _aus ist 0,726, also die Effizienzen des gesamten Ausgangslichts, das in die + 1-Beugungsordnung (x -Polarisation) und − 1 Ordnung (y -Polarisation) sind beide 46,3%. Hier macht die Intensität der 0. Beugungsordnung 7,4 % der Gesamttransmission aus, die durch weitere Optimierung der geometrischen Parameter bzw. Formen unterdrückt werden kann. Außerdem x - und y -polarisierte Durchlichtstrahlen besitzen nahezu gleiche Intensitäten (∣I _{x − pol .} − ich _{y − pol .} ∣ /Ich _{x − pol .} < 2%), wenn der Polarisationswinkel 45° im Wellenlängenbereich von 579 bis 584 nm beträgt. Entsprechende Ablenkwinkel und Transmissionsintensitäten bei verschiedenen Wellenlängen sind in Tabelle 1 angegeben.

a Funktionsweise der vorgeschlagenen Polarisationsstrahlteilervorrichtung (Vorderansicht). b Normalisierte Fernfeldintensität. c Das extrahierte übertragene x -polarisiert (links) und y -polarisierte (rechts) elektrische Feldverteilungen der entworfenen Metaoberfläche unter dem senkrechten Einfall von 45° polarisiertem Licht bei einer Wellenlänge von 583 nm

Im obigen Entwurfsprozess gehen wir idealerweise davon aus, dass die Phasen- und Übertragungsantwort bei x (y )- polarisierte Inzidenz werden von der Periode in y . nicht beeinflusst (x )-Richtung. Um dies zu beweisen, analysieren wir den Einfluss der Periode im y (x )-Richtung auf Phase und Übertragung, wenn das x (y )-polarisiertes Licht fällt auf die gleichförmigen Metaoberflächen, die durch die Einheiten 1, 2, 3 bzw. 4 im Array B(A) aufgebaut sind. Abbildung 5 a und b zeigen, dass wenn die Periode Py im y -Richtung variiert von 190 bis 210 nm, die Phasenänderungen von vier Arten von Metaoberflächen sind immer kleiner als 0,05π und die Übertragungen haben fast keine Änderungen unter x -polarisierte Einfall. Das gleiche Phänomen tritt auf, wenn die Periode Px im x -Richtung variiert von 190 bis 210 nm unter y -polarisierter Einfall wie in Fig. 5c und d gezeigt. Wir denken, dass der Phasengang und die Übertragung unter x (y )- polarisierte Inzidenz sind fast unabhängig von der Periode in y (x )-Richtung in diesem Fall. Daher ist unser Designprozess transparent und die Methode offensichtlich einfach. Um in Ref [30] zwei entgegengesetzte Transmissionsphasengradienten für die linear x -Polarisation und y -Polarisation entlang der x -Richtung werden die geometrischen Parameter Einheit, Breite und Länge gleichzeitig ausgewählt, indem die Phasengangänderung mit den beiden Parametern unter dem x . berechnet wird und y linear polarisierter Einfall. Für die Auswahl der Breite und Länge der Einheiten gibt es keine festen Regeln.

Der Phasengang und die Übertragung als Funktionen der Periode in y (x )-Richtung, wenn das x (y )-polarisiertes Licht fällt auf die gleichförmigen Metaoberflächen, die durch die Einheiten 1, 2, 3 bzw. 4 des Arrays B(A) aufgebaut sind. a Phasengang und b Übertragung als Funktionen von Py . c Phasengang und d Übertragung als Funktionen von Px

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend entwerfen wir einen Polarisationsstrahlteiler basierend auf der volldielektrischen Metaoberfläche im sichtbaren Bereich. Die Metaoberfläche besteht aus kreuzförmigen Silizium-Nanoblock-Arrays, die auf einem dielektrischen Siliziumdioxid-Substrat angeordnet sind. Wenn das einfallende Licht im Winkel von 45° relativ zu x . polarisiert ist -Richtung, identische Intensitäten der x - und y -polarisierte Ausgangssignale betragen 0,336 bei der Betriebswellenlänge 583 nm, was 46,3% der Gesamtübertragungsintensität ausmacht. Darüber hinaus weist die vorgeschlagene Vorrichtung eine Polarisationsstrahlteilerleistung gleicher Leistung für einen polarisierten Einfall von 45° innerhalb des Wellenlängenbereichs von 579 bis 584  nm auf. Wir gehen davon aus, dass der Polarisationsstrahlteiler in zukünftigen volloptisch integrierten Geräten weiter verwendet werden kann.

Abkürzungen

dx :

Abstand zwischen benachbarten Einheiten entlang der x -Richtung

dϕ :

Phasendifferenz zwischen benachbarten Einheiten entlang der x -Richtung

FDTD:

Zeitbereich mit endlicher Differenz

I _aus :

Gesamtübertragungsintensität

I _{x-pol .} :

Intensität von x -polarisierter Durchstrahl

I _y-pol. :

Intensität von y -polarisierter Durchstrahl

MMI:

Multimode-Interferenz

n _ich :

Brechungsindex des einfallenden Mediums

n _t :

Brechungsindex des übertragenen Mediums

Si₃ N₄ :

Siliziumnitrid

SiO₂ :

Kieselsäure

TiO₂ :

Titandioxid

θ _ich :

Einfallswinkel

θ _t :

Anomaler Brechungswinkel

λ ₀ :

Einfallswellenlänge im Vakuum