基于相變與懸鏈線連續相位調控的超構光子開關

宋睿睿 鄧欽玲 周紹林?

1) (華南理工大學微電子學院,廣州 510640)

2) (琶洲實驗室,廣州 510335)

針對超表面相位調控中的無源及離散特性,本文擬將等寬懸鏈線超構單元與非易失性相變介質結合,探索研究一種高效連續相位調制的雙穩態相變有源波前超構開關.首先在9—10 μm之間的寬帶中紅外波段實現了可動態切換的波前偏轉開關;當相變層在非晶態和晶態之間切換時,入射光波前分別呈現異常反射和正常的鏡面反射,即“開”或“關”兩個偏轉狀態.其次展示了一種可動態切換的高階貝塞爾光束開關:非晶態時,9.6 μm波長垂直入射下交叉極化轉換效率接近100%,產生正常的幾何相位調控與二階貝塞爾聚焦,即“開”態;而相變至晶態時,交叉極化與幾何相位調控被“關”閉.本質上,自旋-軌道相互作用具有無色散的相位調控保證了該類器件的寬波段工作特性,在未來的有源光電子集成、光通訊等應用領域中具有重大潛力.

1 引言

截止目前,多功能高效電磁控制仍然是一個永恒的話題,涵蓋從可見光到微波以下的波段.作為平面或二維(2D)超材料,超表面具有深亞波長厚度,近十年來幾乎應用于任意電磁調控中,其超薄特性有利于緊湊架構的光電集成.與傳統光子器件不同,超表面旨在通過周期性或隨機分布的亞波長亞原子,例如納米棒、納米光柵、納米梯形、懸鏈線、LC諧振單元、開口諧振環等,以逐像素的方式調節入射光振幅、相位和偏振態,引入可控的局部相位與振幅突變,取代傳統方法通過3D分布調節傳輸相位[1].已報道的各類平面納光子器件涵蓋可見光到太赫茲波段,如貝塞爾光束發生器[2?5]、全息超表面[6?9]和超透鏡[10?12]等.特別是由于局部突變相位,在亞波長尺度上實現了相位分布的任意控制.在基于共振相互作用的傳統等離子體超表面中[13?15],所產生的相位延遲高度色散.為了獲得無色散的相位調制,各向異性元件中的偏振轉換得到廣泛研究,例如眾所周知的Pancharatnam-Berry(P-B)相位[16,17].基于幾何相位的超構器件可以實現靈活和多功能的波前調控,但仍然存在一些可解決的問題.

首先是器件的無源特性,導致其缺乏可重構或動態調控機制.因此,人們在超表面基礎上引入有源介質材料或動態調控機制,實現有源的多功能光子器件,如微電子機械系統(MEMS)[18]、二維材料(如石墨烯[19]、二硫化鉬(MoS2)[20]等)、液晶[21]、半導體[22]和相變材料[23,24]等.其中,硫系化合物是一種很有前景的相變材料,尤其是其非易失性、便于工藝集成等優勢,為新型有源光子器件提供了有效途徑.具體來說,GeSbTe合金作為一種典型的相變材料已經在光盤存儲中使用了多年[25,26],最近廣泛用于構建可重構光子器件[27?29].GeSbTe合金可以通過適當的電[30]、光[31]或熱[32]等激勵在非晶態、晶態及中間狀態間可逆切換.此外,由于狀態之間的高折射率對比度以及近中紅外光譜范圍內的低損耗,GeSbTe合金是可重構器件的理想材料,如動態全息[33]、菲涅耳波帶片[34]、超透鏡[35,36].

其次,根據衍射理論[37],有限且不連續的空間相位采樣對于大角度均勻偏折或光彎曲是一個巨大的挑戰.為了克服離散超構單元的限制,一些新型結構廣泛用于寬光譜范圍內的連續相位調控,如金屬或介質懸鏈線結構[38?40],盡管目前相位和振幅響應還不夠理想、效率較低[41].近年來,拓撲優化作為一種提高連續結構性能的有效手段[42],盡管數值計算工作量較大,但可實現周期結構或小面積器件.最近,張飛等[43]基于優化懸鏈線提出了一種寬頻帶、高效率、超廣角波前的全介質光學超表面及其相位流水線優化設計策略.

本文旨結合基于相變的有源控制與懸鏈線連續相位調控,構造了基于Ge2Sb2Te5-懸鏈線混合超構單元連續波前調制的有源超表面相位開關,分別實現光束偏轉和高階(拓撲電荷數l=2)貝塞爾光束動態切換.在基于Ge2Sb2Te5的超構集成單元中,利用幾何相位與傳輸相位實現動態波前調控.Ge2Sb2Te5處于非晶態時,交叉極化與異常反射被“打開”,在9—10 μm波段內平均效率達80%.當Ge2Sb2Te5轉變為晶態時,異常反射幾乎被“關閉”,僅產生正常的鏡面反射,即實現光束偏轉的“開”和“關”態.進一步,展示了一種高階(l=2)貝塞爾光束開關器件.特別地,在9.6 μm波長處,非晶態下的器件極化轉換效率(PCR)接近100%.相關結果為光電集成、波前重構等應用提供了新的有源集成光調控思路.

2 基本原理

2.1 線寬漸變懸鏈線連續波前調控

懸鏈線光學是近年來亞波長光學和電磁學中一個新興的研究點,在最近的一篇綜述中介紹了其歷史、理論和應用[44].作為一種連續波前或相位調控超構單元,如圖1(a)所示,可優化流水線型懸鏈線[43]設計,實現9.6 μm入射時沿–x方向光偏轉最大至40°,沿x軸方向的相位分布應為 2πx/Λ,其中Λ9.6/sin(40°) 是橫向排列周期,曲線軌跡可以用“等強度懸鏈線”[38]表示為

圖1 優化后的懸鏈線特征[43] (a) 水平長度為0.75 Λ的單個懸鏈線結構;(b)經流水線優化算法得到的懸鏈線局部寬度W(x)隨x的變化Fig.1.Schematic of the catenary atom[43]:(a) Single catenary structure with a horizontal length of 0.75 Λ;(b) the locally varied width W(x) of the catenary by streamlined optimization algorithm along x-axis.

當x±Λ/2 時,y值趨于無窮大,曲線兩端由一個截斷系數f=0.375決定,因此,光學懸鏈線的水平跨度為(?fΛ/2,fΛ/2).

沿懸鏈線切線方向與x軸的傾角ξ(x)從?π/2到 π/2 在左右端點之間變化,根據幾何相位關系,將產生連續、局域的幾何相位Φ(x)2σξ(x),其中σ=±1 表示左旋和右旋圓極化(分別為LCP和RCP)入射光.其中,傾角ξ(x)可以表示為

因此,沿懸鏈線產生的幾何相位分布(調制)可以寫成

即沿著x軸的線性相位梯度為 2π/Λ,相當于等效的局域單向波矢量[45].進一步,通過調節懸鏈線周期Λ和垂直于懸鏈線切線方向的線寬W(x)變化,可優化單向局域等效波矢分量對應的局域場分布、波前偏轉.經過優化,本次擬采用線寬W(x)隨x軸變化關系,如圖1(b)所示[43]的懸鏈線單元.

2.2 基于懸鏈線單元的幾何相位調控原理分析

幾何相位,又稱為Pancharatnam-Berry(P-B)相位[16,17],一般產生于圓偏振光與等離子體或諧振單元相互作用的交叉偏振(或極化)分量中,其值為φ=2ξ,其中ξ是單元結構的平面內取向角,如圖2(a)所示.根據單元結構排列方式的不同,幾何相位調控方式可以直觀地分為兩類,即生成離散幾何相位和連續幾何相位.一般來說,離散幾何相位是從離散排列的單元結構中獲得,如同對波前在亞波長尺度進行離散采樣;連續幾何相位,則由具有空間上連續相位調控模式的諧振結構產生,例如本文的懸鏈線原子,如圖2(b)中所示.改變懸鏈線排布方式,可對入射光實現特定的連續波前調控,如本文展示的異常偏折與貝塞爾光束.

圖2 (a)離散幾何相位實現異常偏折;(b)連續幾何相位實現異常偏折Fig.2.(a) Discrete geometric phase for abnormal deflection;(b) continuous geometric phase for abnormal deflection.

首先,異常光束偏折或折射,需產生線性相位分布φ(x)或常數梯度dφ(r)/dx,

根據廣義折反射定律[13],(4)式可理解為所有子波前,在設計波長λd下以相同的角度θ出射,如圖2所示.形成的沿著x方向相位梯度為 2π/Λ,折射角為θ,滿足公式θ=arcsin(λd/Λ).

為了實現零階貝塞爾光束,需要產生徑向的線性相位分布φ(r),

對(5)式兩邊積分,并且代入r(y2+x2)1/2可得

在此基礎上,如需產生高階貝塞爾光束,需要添加沿角向(或弧向)的額外相位nφ,這里φ=tan?1(y/x),表示xoy面內的弧向方位角,即引入渦旋相位后

因此,針對特定波前調控,如貝塞爾光束生成,與線性相位決定的波前偏轉類似,需產生圓對稱的螺旋或同心相位分布.具體地,懸鏈線可以在極坐標系中排列,便于同時實現沿徑向、角向的相位調控.如圖2(b)所示,單元結構兩端的相位差為±2π,可單個結構直接形成梯度為 2π/Λ的線性相位調控.對于懸鏈線的同心圓排列,將沿徑向直接產生梯度為 2π/Λ的線性相位分布,且與位于相同半徑圓上的懸鏈線端點對應的參考相位krr(kr表示徑向波矢量)一致;同時,沿角向(或弧向)懸鏈線逐漸旋轉,將進一步在相應轉角φ處引入2倍于轉角的幾何相位2φ.因此,其綜合相位分布呈現螺旋分布(見圖3(d)),旋轉一周引起相位變化為4π,形成貝塞爾分布階數或渦旋光拓撲電荷數l=2.

類似地,對于懸鏈線的螺旋排列,如產生l=0的零階貝塞爾分布,即相位呈現同心圓分布,需懸鏈線端點對應的參考相位krr引入附加相位krr=–2φ(即(7)式中n=–2),進而與懸鏈線沿角向旋轉產生的幾何相位2φ抵消,產生所述的同心圓分布(見圖3(c)).因此,綜上分析,懸鏈線端點的軌跡滿足[46]

式中,l為拓撲電荷數或貝塞爾分布階數,m=1,2,3···表示初始相位.圖3(a)為l=0的貝塞爾光束設計分布,即懸鏈線雙螺旋排列;圖3(b)為l=2的貝塞爾光束設計分布,懸鏈線同心排列;圖3(c),(d)分別展示了圖3(a),(b)中設計的相位分布.懸鏈線的其他排列具有不同的軌道角動量[38].值得注意的是,該設計可以超越離散的亞波長光柵結構限制,形成理想的復雜相位分布[40].

圖3 (a)基于螺旋懸鏈線排列的零階貝塞爾光束發生器(l=0);(b) 基于同心圓懸鏈線排列的高階貝塞爾光束發生器(l=2);(c) 9.6 μm右旋圓光垂直入射圖(a)中結構得到的相位分布圖;(d) 9.6 μm左旋圓光垂直入射圖(b)所示結構得到的相位分布圖Fig.3.(a) The zero-order Bessel beam generator based on spiral catenary arrangement (l=0);(b) high-order Bessel beam generator based on concentric circular catenary arrangement (l=2);(c) phase distribution for the arrangement in (a) at the incidence of 9.6 μm RCP waves;(d) phase distribution for the arrangement in (b) at the incidence of 9.6 μm LCP waves.

2.3 基于相變集成的有源超構開關

基于懸鏈線單元的幾何相位調控效率,決定于整體器件的交叉極化效率.為了提高交叉極化分量的能量轉換效率,本次擬采用反射模式的金屬-絕緣層-金屬(MIM)優化單元模型.如圖4(a)所示,絕緣體層由Ge2Sb2Te5和MgF2薄膜組成,夾在金襯底和金懸鏈線陣列之間.Ge2Sb2Te5薄膜作為有源介質,可動態調節不同狀態實現超表面動態相位調制,如光束偏轉.在Ge2Sb2Te5表面沉積MgF2薄膜作為氧化緩沖層.同時,MgF2層用作高折射率Ge2Sb2Te5和空氣之間的折射率匹配層,以保證在給定波長處較高的交叉極化效率.如圖4(b)所示,懸鏈線超構單元具有相同尺寸,同時被截斷的懸鏈線水平跨度為0.75Λ.為保證相位連續性和振幅均勻性,在截斷區域增加寬度為w1的垂直結構,且沿y方向兩個懸鏈線原子的間隔設置為d.

作為有源調控機制,將Ge2Sb2Te5薄膜引入MIM結構,便于引入基于相變的附加傳輸相位調控.以波前偏轉為例,超表面產生的相位分布直接決定了器件的水平波矢[14,47],如圖4(c)所示,沿懸鏈線x方向不同位置處得到反射波(x分量)的相位突變分布.顯然,在右旋RCP平面波正入射下,Ge2Sb2Te5非晶態時懸鏈線在一個周期或一列中產生從0到2π的線性相移,進而產生由常數相位梯度或波矢決定的反射平面波.這種整體范圍連續的相移,使得異常偏轉效率高于那些通過離散單元結構引入的不連續相位采樣效率,與先前報道結果預測一致[43].然而,如圖4(d)所示,Ge2Sb2Te5相變至晶態時,僅在給定波長(如9.6 μm)附近產生振幅極小的交叉極化分量,剩下以共極化為主導的正常鏡面反射,因此幾乎不能產生有效的幾何相調控.通過優化提取Ge2Sb2Te5兩種狀態下x-z平面強度分布,可直觀描述有源相位調控與波前偏轉機制.以9.6 μm垂直入射為例,結果如圖4(e),(f)所示,非晶態時(圖4(e)) F-P模式表現出局域增強的電場分布,并與懸鏈線結構有效地耦合,產生圖4(c)中覆蓋[0,2π]的全范圍的線性幾何相位,進而產生由常數相位梯度決定的定向波前偏轉.晶態時(圖4(f))工作在非共振模式,幾乎沒有局域場耦合,因而交叉極化和幾何相位調制幅度幾乎可忽略.

圖4 懸鏈線結構單元模型及其特性 (a) 懸鏈線結構單元橫截面圖;(b) 前視圖;(c) 9.6 μm處非晶態和 (d)晶態沿位置x的相位變化;(e) 9.6μm處非晶態和(f)晶態歸一化橫截面強度分布Fig.4.A catenary-based atom and its characteristic:(a) The cross-sectional view;(b) the top view of one atom.The phase change with respect to position x (c) in the amorphous state and (d) the crystalline state at 9.6 μm.The normalized cross-sectional intensity distribution at 9.6 μm in (e) amorphous and (f) crystalline states.

3 結果與討論

3.1 動態波前偏轉控制

為驗證上述主動波前控制方法的可行性,用有限時域差分法(FDTD)對MIM單元模型進行了數值計算.首先,如圖5(a)所示,建立了用于寬帶線性相位調制的懸鏈線-Ge2Sb2Te5偏轉混合模型.沿x軸和y軸使用周期邊界條件,沿z軸使用完美匹配層.其中,相變介質Ge2Sb2Te5厚度hGST=0.6 μm,以確保在熱或電刺激下發生可逆相變,同時保證足夠厚度實現的F-P模式的正常關閉.其次,選擇合適厚度的二氟化鎂hMgF2=0.15 μm阻擋空氣與Ge2Sb2Te5接觸.懸鏈線足夠薄(hAu=0.12 μm)以便于制造、減小計算量.Ge2Sb2Te5的光學常數采用文獻[48]中的數值.特別地,在工作波長9.6 μm處非晶態的折射率為3.46,晶態的折射率為4.92+i0.17.如圖4(b)所示,懸鏈線在x方向上的周期為0.75Λ=11.14 μm,在y方向上的間距為d=3.5 μm.

圖5 可切換的超構陣列偏折器件 (a) 基于懸鏈線-Ge2Sb2Te5集成的有源波束控制準連續超表面;(b) 非晶態共偏振和交叉偏振反射率的仿真結果;(c) 極化轉換效率(PCR)譜;(d) 非晶態和 (e) 晶態下9.0 μm,9.5 μm和10.0 μm波長光束以不同偏折角反射;(f) 非晶態和 (g) 晶態下9 μm右旋光入射時x-z平面內的反射電場(Ex)歸一化振幅分布Fig.5.The switchable meta-array for deflectable devices.(a) The Catenary-Ge2Sb2Te5 integrated quasi-continuous metasurface for active beam control.(b) The simulated results of the co-polarized and cross-polarized reflectivity in the amorphous state.(c) Polarization conversion efficiency (PCR) spectrum.The beams with different wavelengths of 9.0,9.5 μm,and 10.0 μm are reflected/deflected to distinctly different angles in the (d) amorphous state and (e) crystalline state.The normalized amplitude distribution of the reflected electric field (Ex) for RCP incidence (9 μm) in the (f) amorphous and (g) crystalline state in the x-z plane.

如圖5(b)所示,在9—10 μm的寬光譜范圍內,在非晶態下整體反射率由交叉極化分量(>75%)主導,而共極化反射率被抑制(<10%).特別地,定義并計算了極化轉換比PCR(PCR=Rcross/(Rcross+Rco))來表征交叉極化效率.圖5(c)顯示了兩種狀態下波長的仿真PCR譜.結果表明,在9 —10 μm的寬帶光譜范圍內,非晶態的PCR大于90%,晶態的PCR小于20%,并且在9.6 μm處,非晶態下極化轉換效率接近100%.此外,圖5(d),(e)分別給出了兩種狀態下不同波長不同角度相關的強度分布.顯然,在非晶態中,交叉極化被“打開”,產生異常偏轉(或反射),而在晶態中偏轉被“關閉”(只有鏡面反射).值得注意的是,如圖5(f),(g)所示,在9.6 μm入射時,非晶態下,觀察電場分布可知,光束向39.5°的角度異常反射,與θsin?1(λ/Λ) 的理論值40.27°基本一致;而在晶態時,幾乎為鏡面反射,這與圖5(d),(e)結果一致.

3.2 高階貝塞爾光開關

根據解析設計,在仿真中制作了拓撲電荷數l=2的高階貝塞爾光束發生器.基底金膜厚度為120 nm,l=2主視圖圖像如圖6(a)所示.所有樣品徑向周期Λ均為14.85 μm,由kr2π/Λ確定衍射光束的徑向波矢量.r1=30.0 μm,r2=119.1 μm.圖6(b)為圖6(a)的局部放大圖,這樣的排布方式會在徑向產生關于中心對稱的線性相位分布,并在弧向產生對應的渦旋相位分布,進而產生高階貝塞爾光束[49].非晶態下,9.6 μm波長的右旋圓極化垂直入射時,得到的高階貝塞爾光束的x-z場分布,如圖6(c)所示.特別地,高階貝塞爾光束的特點是中心空心,攜帶典型的軌道角動量.如圖6(d),(e)所示,對于相同的徑向波矢量和波長,光斑尺寸(定義為貝塞爾光束最內環的半徑)隨拓撲電荷數l增加而變大.同時,還可以通過改變微/亞微尺度光柵的周期Λ來控制光斑大小.減小Λ值后,貝塞爾光束光斑半徑可達到亞波長量級,這是傳統空間光調制器(SLM)器無法實現的[46].如圖6(f)所示,從非晶態至晶態相變時,高階貝塞爾光束被“關閉”,對應聚焦分布消失.超高效率貝塞爾光束使非晶態(最大)和晶態間產生較大的匯聚光強對比,對于大開關比的有源光子器件非常理想.

圖6 可切換高階貝塞爾光束器件 (l=2) (a) 具有同心懸鏈線排列的可切換高階貝塞爾光束發生器(l=2)及(b)局部放大圖;(c)非晶態下x-z平面 (y=0) 內歸一化強度分布;(d) x-y平面 (z=100 μm)的歸一化強度分布;(e) 沿圖(d)中虛線的歸一化強度;(f) Ge2Sb2Te5晶態下x-z平面 (y=0) 內歸一化強度分布Fig.6.The switchable high-order Bessel beam device (l=2):(a) The switchable high-order Bessel beam generator with concentric catenary atoms (l=2) and (b) its partially enlarged view;(c) the normalized intensity distribution in the x-z plane (y=0) in the amorphous state;(d) the normalized intensity distribution in the x-y plane (z=100 μm);(e) the normalized intensity along the dotted line marked in (d);(f) the normalized intensity distribution in the x-z plane (y=0) in the crystalline state of Ge2Sb2Te5.

4 結論

綜上所述,本文通過提出基于懸鏈線連續相位調控和Ge2Sb2Te5相變相結合的MIM有源波前調控光子開關器件,揭示了一種相位可動態重構和連續相位調控超表面的應用潛力.首先通過一維排列的懸鏈線單元生成線性相位分布并實現了光束偏轉開關或動態切換.在從非晶態到晶態的相變過程中,反射波可以在一個特殊的異常反射角與正常的鏡面反射之間“打開”或“關閉”.其次,通過同心圓排列的懸鏈線單元展示了攜帶軌道角動量的貝塞爾光束開關.在非晶態下,該器件被“打開”,產生具有優化前向傳播的高階貝塞爾光束.當相變至晶態時,貝塞爾光束完全“關閉”,沒有正向傳播.因此,希望本文所提出的方案可以為構建相位型光子開關等有源光器件提供切實可行的參考.