CN111665582A - 基于二元超构表面的不对称电磁波分离器 - Google Patents

Abstract

本发明揭示了一种基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，所述分离器包括相对设置的第一超构光栅和第二超构光栅，第一超构光栅和第二超构光栅之间具有气隙，第一超构光栅包括若干交替设置的第一结构单元和第二结构单元，第二超构光栅包括若干交替设置的第三结构单元和第四结构单元，第一结构单元和第二结构单元的高度h和宽度a₁均相等，相位差为π，第三结构单元和第四结构单元的高度h和宽度a₂均相等，相位差为π，且第一超构光栅的周期长度p₁与第二超构光栅的周期长度p₂满足p₂＝2p₁。本发明具有很好的不对称电磁波分裂的效果，并且分离器构简单易于制备，通过调节周期可以控制光束的分裂角，通过改变空气间隙的大小调节不对称传输的效率。

Description

基于二元超构表面的不对称电磁波分离器

技术领域

本发明属于电磁波传播技术领域，具体涉及一种基于二元超构表面的不对称电磁波分离器。

背景技术

自由并且高效的控制电磁波的传输是研究者们一直关注的问题，超构材料的出现为实现这一目的提供了新的思路以及材料基础。逐渐具有超薄结构以及优异的电磁波调控性能的二维人工渐变微纳结构(超构表面)引起了大家的广泛关注。光学超构表面已被用于实现众多应用，包括光学隐身、全息成像、相干完美吸收体和光子自旋霍尔效应等。但是超薄超构表面由于其自身结构的特性具有一定的局限性，于是一种带有覆盖2π突变相位的非超薄渐变超构表面(即超构光栅)被提出。通过设计合理的超构光栅抑制某个级次的衍射可以实现完美的波前控制、完美的异常透反射等等。

非对称电磁传输作为最重要的应用之一，能够实现单向波传播，已经得到了广泛的探索。但是依旧存在整体结构复杂，制备难度大和转换效率比较低等等。为了获得平滑的波前，需要超构表面提供覆盖其跨度的局部和连续相移，这通常是离散化的，并由大量单位单元实现，以实现高分辨率。因此，这些用于非对称传输的光学超表面通常由多个单元组成，这不仅增加了设计的复杂性，而且由于多重反射效应，超构表面中更多的单元可以带来更多的吸收，这可能会降低非对称传输的性能。

因此，针对上述技术问题，有必要提供一种基于二元超构表面的不对称电磁波分离器。

发明内容

本发明的目的在于提供一种基于二元超构表面的不对称电磁波分离器。

为了实现上述目的，本发明一实施例提供的技术方案如下：

一种基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，所述分离器包括相对设置的第一超构光栅和第二超构光栅，第一超构光栅和第二超构光栅之间具有气隙，第一超构光栅包括若干交替设置的第一结构单元和第二结构单元，第一结构单元包括金属基体及填充于金属基体内的第一介质材料，第二结构单元包括金属基体及填充于金属基体内的第二介质材料，第二超构光栅包括若干交替设置的第三结构单元和第四结构单元，第三结构单元包括两组第一结构单元，第四结构单元包括两组第二结构单元，第一结构单元和第二结构单元的高度h和宽度a₁均相等，相位差为π，第三结构单元和第四结构单元的高度h和宽度a₂均相等，相位差为π，且第一超构光栅的周期长度p₁与第二超构光栅的周期长度p₂满足p₂＝2p₁。

一实施例中，所述分离器满足：

p₁＝2a₁＜λ，p₂＝2a₂＞λ，θ_s＝arcsin(λ/p₂)；

其中，λ为入射电磁波的波长，θ_s为电磁波的分裂角。

一实施例中，所述第一介质材料和第二介质材料为不同的材料，第一介质材料和第二介质材料的填充厚度均为h。

一实施例中，所述金属基体材料为Ag，第一介质材料为空气，第二介质材料介电常数和磁导率均为2。

一实施例中，所述气隙厚度Δ满足Δ≥0.5λ。

一实施例中，所述第一超构光栅和第二超构光栅满足：Δ＝0.5λ，h＝0.5λ，

优选地，λ＝650nm。

一实施例中，所述第一介质材料和第二介质材料为相同的材料，第一介质材料和第二介质材料的填充厚度分别为d₁和d₂，且d₁＜d₂。

一实施例中，所述气隙厚度Δ满足Δ≥λ。

一实施例中，所述第一超构光栅和第二超构光栅满足：Δ＝λ，h＝0.75λ，

优选地，λ＝650nm，d₁＝133nm，d₂＝406.5nm。

与现有技术相比，本发明具有以下优点：

本发明基于二元超构表面的不对称电磁波分离器在阻抗匹配和阻抗不匹配的情况下都具有很好的不对称电磁波分裂的效果，并且分离器构简单易于制备，通过调节周期可以控制光束的分裂角，通过改变空气间隙的大小调节不对称传输的效率。

本发明中高效率的不对称电磁波分离器在成像系统、传感系统等等具有潜在的应用，体积小易于制备为其在光学器件的集成化和小型化提供更多的可能。

附图说明

为了更清楚地说明本发明实施例或现有技术中的技术方案，下面将对实施例或现有技术描述中所需要使用的附图作简单地介绍，显而易见地，下面描述中的附图仅仅是本发明中记载的一些实施例，对于本领域普通技术人员来讲，在不付出创造性劳动的前提下，还可以根据这些附图获得其他的附图。

图1a为本发明中第一光栅(MG-1)的结构示意图；

图1b为本发明中第二光栅(MG-2)的结构示意图；

图1c为本发明中由第一光栅(MG-1)和第二光栅(MG-2)构成的不对称电磁波分离器的结构示意图；

图2中，(a)和(b)分别为本发明中电磁波从Δ＝0的双层超构光栅上方入射和下方入射时的磁场场图，(c)和(d)分别为本发明中电磁波从Δ＝0.5λ的双层超构光栅上方入射和下方入射时的磁场场图；

图3a为本发明一具体实施例中单个单元结构的示意图；

图3b为本发明一具体实施例中单个单元结构中介质深度d和相位以及透射率之间的曲线图；

图3c、图3d分别为本发明一具体实施例中第一光栅(MG-1)和第二光栅(MG-2)的结构示意图；

图4中，(a)和(b)分别为本发明一具体实施例中电磁波从第一光栅(MG-1)和第二光栅(MG-2)入射时的磁场场图，(c)和(d)分别为本发明一具体实施例中入射电磁波从Δ＝0的双层超构光栅上方入射和下方入射时的磁场场图，(e)和(f)分别为本发明一具体实施例中入射电磁波从Δ＝λ的双层超构光栅上方入射和下方入射时的磁场场图；

图5为本发明一具体实施例中从双层超构光栅上方入射时空气间隙Δ和透射率及反射率的曲线图；

图6中左右分别为电磁波从Δ＝580nm的双层超构光栅上方入射和下方入射时的磁场场图。

具体实施方式

以下将结合附图所示的各实施方式对本发明进行详细描述。但该等实施方式并不限制本发明，本领域的普通技术人员根据该等实施方式所做出的结构、方法、或功能上的变换均包含在本发明的保护范围内。

本发明公开了一种基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，分离器包括相对设置的第一超构光栅和第二超构光栅，第一超构光栅和第二超构光栅之间具有气隙，第一超构光栅包括若干交替设置的第一结构单元和第二结构单元，第一结构单元包括金属基体及填充于金属基体内的第一介质材料，第二结构单元包括金属基体及填充于金属基体内的第二介质材料，第二超构光栅包括若干交替设置的第三结构单元和第四结构单元，第三结构单元包括两组第一结构单元，第四结构单元包括两组第二结构单元，第一结构单元和第二结构单元的高度h和宽度a₁均相等，相位差为π，第三结构单元和第四结构单元的高度h和宽度a₂均相等，相位差为π，且第一超构光栅的周期长度p₁与第二超构光栅的周期长度p₂满足p₂＝2p₁。

本发明设计了一种双层超构光栅(metagratings，简称MGs)，每层超构光栅的超晶胞都只包含两个单元结构。研究发现利用这种双层MGs可以实现电磁波的非对称传输现象，即当电磁波从正向或反向入射到双层MGs时，分别表现为分束和全反射。在具有适当空气间隙的双层MGs中实现了非对称光束分离，通过关闭空气间隙，可以将非对称光束分离变成对称光束分离，并且得到了空气间隙大小和传输效率之间的关系。数值结果表明，在设计的双层二元MGs中，无论是阻抗匹配还是阻抗不匹配的材料都可以实现高效的非对称和对称分束。本发明提供了一种简化的解决方案，可以灵活地控制波的传播，使之通信传输，成像系统等光学器件中具有很大的应用前景。

为了清楚地说明本发明的想法和双层超构光栅的概念，首先研究两个不同的单层超构光栅的波散射，两个单层超构光栅分别为本发明中的第一超构光栅和第二超构光栅，分别参图1a和图1b所示。

结合图1c所示，第一超构光栅10(MG-1)包括若干交替设置的第一结构单元11和第二结构单元12，第一结构单元11包括金属基体111及填充于金属基体内的第一介质材料112，第二结构单元包括金属基体121及填充于金属基体内的第二介质材料122，第二超构光栅20(MG-2)包括若干交替设置的第三结构单元21和第四结构单元22，第三结构单元21包括两组第一结构单元11，第四结构单元22包括两组第二结构单元12，第一结构单元11和第二结构单元12的高度h和宽度a₁均相等，相位差为π，第三结构单元21和第四结构单元22的高度h和宽度a₂均相等，相位差为π，且第一超构光栅的周期长度p₁与第二超构光栅的周期长度p₂满足p₂＝2p₁。

本发明中的不对称电磁波分离器满足：

p₁＝2a₁＜λ，p₂＝2a₂＞λ；

其中，λ为入射电磁波的波长。

参图1c所示，第一超构光栅10(MG-1)和第二超构光栅20(MG-2)之间具有气隙，气隙厚度为Δ。对于通常以电磁波入射周期长度p₁＝2a₁＜λ的第一超构光栅10(MG-1)，透射和反射波将遵循公式：

其中，n为MG-1的衍射级次，G₁＝2π/p₁为MG-1的倒格矢，由于G₁＞k₀，k₀＝2π/λ，当入射电磁波正入射时，非零级次的衍射波是消逝波，所以只存在n＝0级次的透射和反射。MG-1被设计为具有两个单元结构，由于多次传播的次数比较均匀，入射波被完全反射回去，从而导致表面波在透射表面处束缚。基于MG-1的二进制单元结构设计了MG-2，在一个周期结构中将每个单元结构重复一次，即p₂＝2p₁。当电磁波正入射到p₂＝2a₂＞λ的MG-2上时，透射和反射波遵循公式：

其中，n为MG-2的衍射级次，G₂＝2π/p₂为第二光栅的倒格矢，且G₂＜k₀，k₀＝2π/λ，n＝±1和n＝0的衍射级次都是存在的。通常来说n＝±1的一次单向传播要优于n＝0的往返重复传播。所以对于正入射的电磁波可以实现n＝±1的不同级次的光束分裂，光束的分裂角θ_s是由周期p₂决定的，分裂角θ_s＝arcsin(λ/p₂)。根据上述p₁＜λ和p₂＞λ可以发现光束的分裂角θ_s可以在30°到90°之间。因此，考虑将MG-1和MG-2组合起来，通过改变两者之间的空气间隙Δ来实现不对称电磁波的分裂。

如图1c中所示，采用TM电磁波从下方入射时，光束首先在MG-2上劈裂通过空气间隙到达MG-1，按照MG-1的衍射规律进行衍射。当采用TM电磁波从上方入射的时候，只要空气间隙足够大，那么避免了在MG-1和MG-2之间的耦合，所以大部分的光会被反射回去，只有很少一部分的光束劈裂。所以可以通过调节空气间隙Δ的大小来进行不对称光束分裂的调控。

具体地，当入射波长λ为650nm时，对于MG-1，高度h＝0.5λ，周期

a₁＝p₁/2，对于MG-2，高度h＝0.5λ，周期

a₂＝p₂/2，使用理想的阻抗匹配材料进行填充，金属基体材料为Ag，第一介质材料为空气，第二介质材料介电常数和磁导率均为2的理想材料。

当波长为650nm的高斯光束入射到Δ＝0的双层MGs上，如图2中(a)和(b)，无论入射光是从双层MGs的上方入射还是下方入射都可以发现光束被高效的分裂开来。当波长为650nm的高斯光束入射到Δ＝0.5λ的双层MGs上，如图2中(c)，当入射光从上方入射到双层MGs上，入射光束几乎被MG-1完全反射，极低的零阶透射波会撞击到MG-2上，从而导致光束分裂非常弱。如图2中(d)，当入射光从双层MGs的下方入射时，光束被劈裂并且折射角度为45°。由此验证了上述理论的可行性，证明双层MGs对光束有较好的不对称分裂效果。

在本发明的另一方面，当填充材料采用阻抗不匹配的材料时，单元结构的示意图参图3a所示，在金属基体上制造空气槽，并且向空气槽中填充不同深度的介质材料(阻抗不匹配介质材料)从而使其存在0-2π的相位差。单个单元结构的高度h＝0.75λ，宽度

空气槽的宽度为180nm，介质材料的深度为d。入射电磁波的波长λ，宽度λ＝650nm，金属银的介电常数为e_m＝-17.86+0.715i，介质材料的介电常数为4，介质深度d和相位以及透射率之间的关系如图3b所示，为了覆盖2π的相位差，选取了d₁＝133nm、d₂＝406.5nm分别设计MG-1和MG-2，如图3c和3d。

入射电磁波的波长为650nm时，首先对单层的MG进行验证。如图4中(a)和(b)，入射光入射到MG-1上可以发现基本实现了全部反射，入射到MG-2上时，光束被分裂成两束并且出射角约为45°，其他衍射级次微弱的透射和反射也存在，这就说明设计的结构是合理的。

进一步将研究拓展到了双层MGs结构中，如图4中(c)和(d)，当空气间隙Δ＝0时，无论入射波从上方入射到双层MGs上还是从下方入射到双层MGs上，都可以看到对于光束很好的分裂效果。当空气间隙被扩大到Δ＝λ时，如图4中(e)，当入射波从双层MGs上方入射，光束被完美的反射回去，如图4中(f)，入射波从双层MGs下方入射，光束可以顺利通过双层MGs并且被劈裂。基于这些现象可以得到本发明设计的双层MGs对于阻抗不匹配的材料仍然有很好的效果。

应当理解的是，本发明中在阻抗匹配材料中空气间隙在Δ＝0.5λ就可以实现不对称的传输以及劈裂，在使用阻抗不匹配的材料时却需要将空气间隙增加到更大。

根据数值模拟得到图5所示的空气间隙和透射率、反射率的曲线图，可以发现随着空气间隙Δ的增大，开始反射率不断增大，最后反射率在达到0.8以后趋于平滑，透射率则逐渐降低最后趋于零。反射率由于金属材料不可避免的吸收所以最高达到0.8，所以通过控制空气间隙Δ可以的实现可调控的不对称传输。随着空气间隙Δ的增大，反射率波动明显，可以发现在空气间隙Δ从双层MGs下方入射还是会有一部分反射。可以找到一个最优点Δ＝580nm，此时的反射趋于零。如图6中左图，当入射波从双层MGs上方入射，光束被完美的反射回去，然而如图6中右图，入射波从双层MGs下方入射，光束可以顺利通过双层MGs并且被劈裂并且反射十分微弱。由此证明了空气间隙对不对称传输效率的影响。

由以上技术方案可以看出，本发明具有以下有益效果：

本发明基于二元超构表面的不对称电磁波分离器在阻抗匹配和阻抗不匹配的情况下都具有很好的不对称电磁波分裂的效果，并且分离器构简单易于制备，通过调节周期可以控制光束的分裂角，通过改变空气间隙的大小调节不对称传输的效率。

本发明中高效率的不对称电磁波分离器在成像系统、传感系统等等具有潜在的应用，体积小易于制备为其在光学器件的集成化和小型化提供更多的可能。

对于本领域技术人员而言，显然本发明不限于上述示范性实施例的细节，而且在不背离本发明的精神或基本特征的情况下，能够以其他的具体形式实现本发明。因此，无论从哪一点来看，均应将实施例看作是示范性的，而且是非限制性的，本发明的范围由所附权利要求而不是上述说明限定，因此旨在将落在权利要求的等同要件的含义和范围内的所有变化囊括在本发明内。不应将权利要求中的任何附图标记视为限制所涉及的权利要求。

此外，应当理解，虽然本说明书按照实施例加以描述，但并非每个实施例仅包含一个独立的技术方案，说明书的这种叙述方式仅仅是为清楚起见，本领域技术人员应当将说明书作为一个整体，各实施例中的技术方案也可以经适当组合，形成本领域技术人员可以理解的其他实施方式。

Claims (9)

1.一种基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述分离器包括相对设置的第一超构光栅和第二超构光栅，第一超构光栅和第二超构光栅之间具有气隙，第一超构光栅包括若干交替设置的第一结构单元和第二结构单元，第一结构单元包括金属基体及填充于金属基体内的第一介质材料，第二结构单元包括金属基体及填充于金属基体内的第二介质材料，第二超构光栅包括若干交替设置的第三结构单元和第四结构单元，第三结构单元包括两组第一结构单元，第四结构单元包括两组第二结构单元，第一结构单元和第二结构单元的高度h和宽度a₁均相等，相位差为π，第三结构单元和第四结构单元的高度h和宽度a₂均相等，相位差为π，且第一超构光栅的周期长度p₁与第二超构光栅的周期长度p₂满足p₂＝2p₁。

2.根据权利要求1所述的基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述分离器满足：

p₁＝2a₁＜λ，p₂＝2a₂＞λ，θ_s＝arcsin(λ/p₂)；

其中，λ为入射电磁波的波长，θ_s为电磁波的分裂角。

3.根据权利要求2所述的基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述第一介质材料和第二介质材料为不同的材料，第一介质材料和第二介质材料的填充厚度均为h。

4.根据权利要求3所述的基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述金属基体材料为Ag，第一介质材料为空气，第二介质材料介电常数和磁导率均为2。

5.根据权利要求4所述的基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述气隙厚度Δ满足Δ≥0.5λ。

6.根据权利要求3所述的基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述第一超构光栅和第二超构光栅满足：Δ＝0.5λ，h＝0.5λ，

优选地，λ＝650nm。

7.根据权利要求2所述的基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述第一介质材料和第二介质材料为相同的材料，第一介质材料和第二介质材料的填充厚度分别为d₁和d₂，且d₁＜d₂。

8.根据权利要求7所述的基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述气隙厚度Δ满足Δ≥λ。

9.根据权利要求8所述的基于二元超构表面的不对称电磁波分离器，其特征在于，所述第一超构光栅和第二超构光栅满足：Δ＝λ，h＝0.75λ，

优选地，λ＝650nm，d₁＝133nm，d₂＝406.5nm。

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