CN113325504B - 一种多重纳米柱阵列长波通滤光片 - Google Patents
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Abstract
本发明公开了一种多重纳米柱阵列长波通滤光片，由阵列排布的波浪型亚波长超表面单元构成，波浪型亚波长超表面单元包括基底以及在基底上设置的超表面结构，超表面结构为由独立的GaAs纳米圆柱等间距排布形成两排“V”型倒波浪结构以及两排“Λ”型正波浪结构依次间隔相对排布组成。平面波入射光自上而下垂直入射。本发明设计了一种多重纳米柱阵列的全新结构形成的长波通滤光片，这种长波通滤光片在短波段的平均透过率低于1%，在长波段的平均透过率可以达到97%以上。具体的，保持结构在650‑2000nm的长波段具有极高透过率和在200‑450nm的短波段具有极低的透过率。
Description
技术领域
本发明涉及一种长波通滤光片。
背景技术
滤光片是一种用来选取所需波段的光学器件，目前制作传统滤光片成熟的工艺主要有三种：第一种是在特制的光学玻璃上镀上一层根据需求专门设计的光学膜层，这种工艺能够满足不同的需求做到个性化生产。但是除了以二氧化硅(SiO2)为基材料外，其他类型的超低折射率材料具有较弱的机械性能，大大限制了他们的应用场景。第二种工艺是用有色玻璃制作滤光片，这种工艺操作简单成本低同时具有美观性。但是染料滤光片的像素较大，成像性质较差。同时由于有色玻璃的制作方法是在玻璃中加入特定的染料，这就导致了有色玻璃的透光性较差且对环境具有一定的污染。第三种工艺是在光学塑料中加入特定染料制成滤光片。光学塑料具有一定的疏水性和柔韧性，但是由于光学塑料表面不耐刮，稍受外力作用就会导致表面出现刮痕进而影响使用。在高温环境中，由于温度影响其机械结构导致光学塑料中容易发生膜裂现象，这进一步制约了光学塑料的应用场景。
近年来，基于亚波长结构的等离子截止滤光片得到了很大的发展。等离子截止滤光片的基本原理是以包括金、银、铜、铝等在内的贵金属为介质实现表面等离子激元共振从而实现超材料的特性。早在1902年Wood就在光学实验中首次发现了表面等离子激元共振，1941年Fano根据金属和空气界面上电磁波的激发解释了这一现象。金属中除了有金属离子外还存在很多游离的电子，这些电子并非一直处于被原子核束缚的状态，当光照到金属表面，部分的电子发生跃迁跑到外围来，然后在介质与金属表面与光子相互作用从而形成集体震荡。这种共振的存在使得对于不同的频率的光波会产生不同情况的反射、透射、衍射以及共振吸收。但在实践中发现，贵金属作为等离子超材料损耗太高导致这些基于等离子激元的截止滤光片效率低下。另外，由于表面游离的电子在金属界面产生，对表面介质材料的折射率非常敏感，导致这些滤光片不能在大入射角情况下工作，这极大地限制了它们的应用。
2016年，M.Ghasemi等人提出了一种基于超表面的梳状滤波器。该滤波器由三层组成：被超表面包围的亚波长尺寸的周期性金纳米棒，硅层和银纳米层。该结构在受到电磁波冲击时会产生多个吸收峰。超表面的作用就像梳子一样吸收了某些频谱频率，其余频谱被反射回去。
图1为梳状滤波器的截面示意图，其中金纳米棒的高度为d，直径为10nm，两个金纳米棒的间隔为50nm。底部银纳米层的厚度为50nm，硅层夹在这两者之间。金纳米棒的长度起着使波在其表面上的反射最小化的作用。硅介质限制了EM波的传播。银层专门用于阻挡透射，从而最大程度地提高了最终吸收率。如超表面上的箭头所示，入射的EM波与表面法线成θ角，该法线沿着金纳米棒。
图2中的(a)、(b)、(c)分别示出了当金纳米棒长度d为50nm、100nm和150nm时p偏振入射的吸收率。图(a)中当入射波长小于300nm入射角为75°时吸收率几乎达到99％。随着波长在300-600nm范围内的增加，θ＝85°对应的吸收率继续增加，并且在525-575nm跨度内变为最大值97％。比较三种不同的金纳米棒长度得知入射角和超表面的宽度在控制吸收特征方面起着重要作用。较高的入射角产生的吸收较小，对应的超表面厚度较大。
图3为用s偏振平面波代替p偏振入射的吸收特征。图3中(a)、(b)和(c)分别对应于金纳米棒的长度d为50nm，100nm和150nm的情况；硅层厚度保持固定为1000nm。在比较300nm和300nm以上的波长范围内，s偏振入射基本上会进一步降低吸收率。在这种情况下，在300nm及以上波长范围内的吸收主要是较大的入射角，从而导致θ＝0的吸收最少。与p偏振入射的情况相比，相邻吸收峰之间的间隔减小了。在200-300nm的紫外线范围内间隔为7nm；而在300-400nm的范围内增加到16nm。在400–700nm范围内吸收率会降低，并且相邻峰之间的间距会随着入射波长的增加而增加。但是在该区域中，吸收率随着入射角的增加而增加。在NIR区域中，峰之间的间隔进一步增大，并且吸收率随着入射角的增大而增大。对于滤波器的有效操作必须具有入射角和超表面厚度二者之一或全部的最佳值。前述结果对应于基于超表面的梳状滤波器性能的研究，该梳形滤波器可以在EM波的UV，可见光和NIR光谱范围内工作。
2013年，Zhihua Zhu等人研究了基于硅和金双层超材料且具有低插入损耗和尖锐抑制的太赫兹低通滤波器的性能，并称之为亚低通滤波器(m-LPF)。滤波器结构如图4、图5、图6所示。该小组通过两个功能性元层的级联排列，展示了在较低频率通带处几乎无损耗的响应以及在较高频率阻带处的清晰抑制特性。该设计不仅具有插入损耗小于1.2dB的通带和约为24.6dB的阻带，其陡峭滚降为296dB/THz。通过缩放超材料单元的结构参数，可以轻松调整低通滤波器的带宽。
为了研究低通滤波器的角度特性，该小组还在宽入射角(在入射兆赫兹的波矢量和元滤波器m-LPF4的表面法线之间定义)上进行了透射率测量。图7的(a)–(d)分别显示了在0，5°，10°和15°的测量结果。从四张对比图中可以看出，直到大约15°的斜入射角透射光谱都没有显现出明显的变化，这表明即使在滤波器和入射的太赫兹波之间存在较小的失准情况，也可以有效地使用滤波器。此外，他们还研究了元滤波器结构m-LPF4的偏振依赖性，如图8中的(a)–(d)所示。当电场和x轴之间的偏振角为零时，可以获得最高的透射通带。随着偏振角增加到0、30°、60°和90°，透射率急剧下降，这表明该器件具有极大的偏振灵敏度。同时也可以从图中看出截止频率不受偏振角改变的影响。在这项研究中可以发现，该亚低通滤波器在入射角小于15°时效果很好，而当入射角增加到30°时透射率降低一半。已经发现，由于不可避免的金属损耗，这些基于等离子激元的截止滤波器的效率低下。另外，由于表面等离子体激元共振的自然特性，这些滤波器不能在大入射角情况下工作，这极大地限制了它们的应用。
发明内容
发明目的：针对上述现有技术，提出一种多重纳米柱阵列长波通滤光片，在短波段的平均透过率低于1％，在长波段的平均透过率可以达到97％以上。
技术方案：一种多重纳米柱阵列长波通滤光片，由阵列排布的波浪型亚波长超表面单元构成，所述波浪型亚波长超表面单元包括基底以及在基底上设置的超表面结构，所述超表面结构为由独立的GaAs纳米圆柱等间距排布形成两排“V”型倒波浪结构以及两排“Λ”型正波浪结构依次间隔相对排布组成。
进一步的，所述“V”型倒波浪结构中，基准圆柱位于中间位置，GaAs纳米圆柱以等差数列的方式沿x轴向两侧延伸，并沿z轴向上延伸；所述“Λ”型正波浪结构中，基准圆柱位于两端位置，以相同的等差数列方式沿x轴向中间延伸，同时沿z轴向上延伸。
进一步的，所述GaAs纳米圆柱的直径d为54-56nm；所述基准圆柱的高度H为70-80nm；沿x轴延伸时两GaAs纳米圆柱之间的水平距离l为20-22nm；沿z轴延伸时两GaAs纳米圆柱的高度差Δh为85-95nm；相邻的“V”型倒波浪结构与“Λ”型正波浪结构水平距离b为90-100nm。
有益效果：本发明公开了一种多重纳米柱阵列的全新结构形成的长波通滤光片，这种长波通滤光片在短波段的平均透过率低于1％，在长波段的平均透过率可以达到97％以上。具体的，保持结构在650-2000nm的长波段具有极高透过率和在200-450nm的短波段具有极低的透过率。
附图说明
图1为梳状滤波器的截面示意图；
图2为梳状滤波器在p偏振激发下的吸收特性，其中t＝1000nm，图2的(a)中d＝50nm，图2的(b)中d＝100nm，图2的(c)中d＝150nm；
图3为梳状滤波器在s偏振激发下的吸收特性，其中t＝1000nm，图3的(a)中d＝50nm，图3的(b)中d＝100nm，图3的(c)中d＝150nm；
图4为滤波器三维结构示意图；
图5为图4结构的横截面的SEM图像；
图6为从x轴观察样品，入射光的偏振沿z轴；
图7为图4结构在各种斜入射角下的测量结果，其中(a)-(d)分别为太赫兹波的入射波矢量和元滤波器的表面法线之间的夹角为0，5°，10°和15°的测量结果；
图8为图4结构在不同极化下的测量结果，其中(a)-(d)分别为入射波的电场与x轴之间的夹角为0、30°、60°和90°的测量结果；
图9为波浪型亚波长超表面单元结构示意图；
图10为3×5单元阵列排布的多重纳米柱阵列长波通滤光片结构示意图；
图11为波浪型亚波长超表面单元结构的主视图，其中H为基准圆柱高度，d为GaAs纳米圆柱直径，Δh为两圆柱之间的高度差，l为两圆柱之间的水平距离；
图12为一组“V”型倒波浪结构和“Λ”型正波浪结构的右视图，其中b为倒波浪型与正波浪型之间的水平距离；
图13为波浪型结构的性能图，其中(a)为工作在全波段的透过图谱，(b)为工作在全波段的反射图谱；
图14为透射曲线与反射曲线对照图谱；
图15为参数d对总体透过率的影响；
图16为参数H对总体透过率的影响；
图17为参数l对总体透过率的影响；
图18为参数Δh对总体透过率的影响；
图19为参数b对总体透过率的影响；
图20为单独改变纳米圆球直径d达到允许误差时对应状况，其中(a)为直径d为50nm至70nm，步长为2nm的透过率对比图；(b)、(d)为固定其它参数，d分别为50nm和68nm时的透过率情况；(c)为d为56nm时透过率图；
图21为在保持整体结构不变的情况下，分别去除各部分后的透过率对比图。
具体实施方式
下面结合附图对本发明做更进一步的解释。
如图9至图12所示，一种多重纳米柱阵列长波通滤光片，由阵列排布的波浪型亚波长超表面单元构成，波浪型亚波长超表面单元包括基底以及在基底上设置的超表面结构，超表面结构为由独立的GaAs纳米圆柱等间距排布形成两排“V”型倒波浪结构以及两排“Λ”型正波浪结构依次间隔相对排布组成。
其中，“V”型倒波浪结构中，基准圆柱位于中间位置，GaAs纳米圆柱以等差数列的方式沿x轴向两侧延伸，并沿z轴向上延伸；“Λ”型正波浪结构中，基准圆柱位于两端位置，以相同的等差数列方式沿x轴向中间延伸，同时沿z轴向上延伸。GaAs纳米圆柱的直径d为54-56nm；基准圆柱的高度H为70-80nm；沿x轴延伸时两GaAs纳米圆柱之间的水平距离l为20-22nm；沿z轴延伸时两GaAs纳米圆柱的高度差Δh为90nm；相邻的“V”型倒波浪结构与“Λ”型正波浪结构水平距离b为90-100nm。
对波浪型亚波长超表面单元分析与优化，该结构能够很好的阻断紫外波段而不影响红外波段的透过。在200-450nm的短波段的平均透过率在1％之下，在670-2000nm的长波段的平均透过率在97％左右，截止区域在450nm-670nm内，截止长度为220nm。
图13展示了波浪型阵列结构的性能情况。分析图13的(a)，200-450nm的短波区域里在约251nm和391nm处出现两个尖峰，尖峰处的透过率分别为1.1％和1.3％。短波区域的平均透过率1％以下。在1005nm-1073nm波段处出现一个突然的凹陷，凹陷的宽度为68nm，凹陷谷值透过率为89％，把透过率在96％以下的区域作为计算凹陷的标准区域。大于670nm的长波段平均透过率约为97％，随着波长的变长透过率不断增强。截止波段为450nm-670nm，截止斜率十分陡峭。图13的(b)是反射率图谱，从图中可以看出y轴的范围为0-0.03，其中在200-312nm内反射率断崖式下跌。反射图谱中分别在575nm处和1415nm处出现两个峰值，在542nm最高峰处的反射率约为0.9％，在1415nm处的反射率约为0.7％。不难看出整体结构基本不反射在工作波段内的任何波长的光波，说明“V”型倒波浪结构和“Λ”型正波浪结构的组合对紫外波段的吸收性极佳，对红外波段的透过性极佳。因此，通过对反射曲线和透射曲线的比较，波浪型结构主要的工作方式是吸收紫外线而透过红外线。反射曲线与透射曲线的总体对应如下图14所示，更加直观的凸显了波浪型结构的极低的反射率。
为了进一步揭示波浪型结构的工作原理，同样使用控制变量法不断尝试改变各项几何参数，优化滤光片的工作性能，精确在不影响性能的前提下各参数的具体范围，为实际的生产制造给出有价值的指导意义。
在其他仿真参数不变的情况下，即基准圆柱的高度H＝70nm；沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l＝22nm；沿z轴延伸时两圆柱的高度差Δh＝90nm；“V”字倒波浪型与“Λ”字正波浪型水平距离b＝100nm；改变GaAs纳米圆柱直径d，结构对入射光的透过率变化过程如图15所示。将仿真范围定在40nm到80nm，以4nm步长变化时，总体透过率改变幅度较大。由图15看出，200nm-450nm短波区域内随着d值的增加透过率大幅度降低。当d值为40nm时短波的平均透过率约为6％，虽然未出现明显的透过尖峰但其增速极大。285nm至400nm段几乎可以看作为线性增长。当圆柱直径从40nm增加至52nm时平均透过率最大降幅可达约3％，而从52nm增加至80nm时降幅放缓，因此52nm可以看作为短波透过率变化的转折点。当d值为52nm时在251nm和384nm处出现两个尖峰，峰值透过率分别为1.8％和2.7％。d值达到80nm时短波平均透过率低于1％，245nm处的峰值为仅为1.2％。其次分析截止波段的变化情况。在40nm时截止波段在410nm-580nm，截止斜率最为陡峭；d值增加到80nm时截止区域移至480nm-800nm，截止斜率在所有分段中最缓。整个移动过程中截止波段随着d值的增加向长波方向移动并且截止区域变大，截止斜率变缓。最后对长波进行分析。长波段的平均透过率与d值呈负相关，由40nm时的98％下降80nm时的95％。同时长波的凹陷在40nm直径时凹陷宽度为52nm，谷值为90％；而到了80nm时凹陷宽度为60nm，谷值为80％。总体而言凹陷的整体位置不断向长波方向移动，凹陷宽度变化不大，而凹深的增长呈线性关系。综合考虑短波段的平均透过率、截止波长、长波段平均透过率和凹深，当d值为56nm时较为平衡。
在确定了GaAs纳米圆柱直径d＝56nm后，保持沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l＝22nm；沿z轴延伸时两圆柱的高度差Δh＝90nm。“V”字型倒波浪结构与“Λ”字型正波浪结构水平距离b＝100nm不变的情况下，改变基准圆柱的高度H观察其对整体性能的影响。透过率变化过程如图16所示。可以看到随着基准圆柱的高度H的变化短波区域平均透过率几乎不改变，仅在约396nm处的峰值强度随着基准圆柱的增高而略微降低，从4.5％降至约2.7％。在大于650nm的长波段内的凹陷深度稍有改变，变化程度极小可看做计算误差。总体而言基准圆柱的高度大小对于滤光片性能几乎没有影响。综合考虑选择H为70nm。
在确定了GaAs纳米圆柱直径d＝56nm，基准圆柱的高度H＝70nm后，保持沿z轴延伸时两圆柱的高度差Δh＝90nm；“V”字型倒波浪结构与“Λ”字型正波浪结构水平距离b＝100nm不变的情况下，改变沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l，多次计算并对比在不同距离情况下整体结构的透过率情况，如图17所示。首先处理短波段的仿真结果。可以看出整体在约251nm和396nm处出现两个明显的尖峰，随着圆柱间水平距离的增大平均透过率和峰值透过率都在上升。非常明显的在l值为30nm时251nm处的峰值透过率约5.3％，396nm处的峰值透过率约6.7％，平均透过率在5％以上。截止波段和截止斜率受l值的影响较大，需分为两个部分讨论。在10-14nm区间内截止斜率减小截止波段拉伸，而在16-30nm区间内斜率增大截止区间压缩。在11个仿真结果中截止区间的左端值几乎没有改变而右端值在600nm到730nm之间变化。长波段中的平均透过率除了在14nm时约为95％，其他各分段的平均透过率均在97％以上。凹陷的各项参数在不同的l值下有着极大的改变。首先对于凹陷的宽度，在圆柱间距为14nm时凹陷宽度范围为920nm-1003nm，宽度值为83nm，此时凹陷谷值为78.8％。无论是凹陷宽度还是凹陷深度在l为14nm时均达到最值，因此可以把l＝14nm作为凹陷整体变化的拐点。从10nm到14nm宽度和深度均增大，14nm之后宽度和深度均减小，凹陷的宽度与深度的最佳状态在30nm时出现，此时凹陷宽度为29nm，凹陷谷值为92％。凹陷整体位置随着两圆柱间水平距离的增加而向长波移动。因此短波段的尖峰值以及凹深是选择最佳l值的主要考虑因素，当两圆柱之间的水平距离l值为20nm时较为合适。
在确定了GaAs纳米圆柱直径d＝56nm，基准圆柱的高度H＝70nm，沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l＝20nm后，保持“V”字型倒波浪结构与“Λ”字型正波浪结构水平距离b＝100nm，改变沿z轴延伸时两圆柱的高度差Δh分析其对整体性能的影响。透过率变化过程如图18所示。随着两圆柱的高度差的拉大短波区域内的平均透过率和峰值透过率均呈下降趋势。各分段的峰值点均出现在254nm和396nm处，其中在约396nm处的峰值透过率由Δh为50nm时的4.2％降至100nm时的约0.5％；在254nm处的峰值透过率由2.6％降至0.4％。各分段截止区域的左端值几乎不变，而右端值由高度差为50nm时的600nm拉长至高度差为100nm时的700nm。凹陷的宽度及深度改变不大，但是凹陷的整体位置随着h值的增加整体向右移动，移动区间在920nm-1088nm。总体而言，沿z轴延伸时两圆柱的高度差的改变对于滤光片性能影响较小，主要考虑短波峰值和凹陷位置这两个因素。综合考虑选择Δh为90nm。
最后探寻“V”字倒波浪型与“Λ”字正波浪型水平距离b的最佳值。设置的仿真范围为70nm-120nm，仿真步长为5nm。透过率变化过程如图19所示。首先分析200-450nm短波段的变化情况。各分段均在389nm处出现一个尖峰，尖峰值受b值影响较大，在水平距离为70nm时尖峰消失，短波段光波几乎无法透过。当距离扩大到120nm时在约396nm处出现尖峰，峰值透过率为2.3％。在200-300nm区域内出现透过率随着b值的增加逐渐上翘的过程，随着两结构的互相远离直到120nm时200nm处的最高透过率约为2.8％。总体而言截止波段改变较小，截止斜率变缓，所在区间为452nm-656nm。长波段内的凹陷的深度与两结构的距离为负相关的关系，距离越远凹深越小，凹陷位置不断左移。在两结构相距120nm时的凹陷谷值为90％，而b值为70nm时的谷值为88％，凹深最深。长波段的平均透过率在95％以上，几乎不受b值变化的影响。因此在选择b值时主要考虑200-400nm里透过率增高程度和凹陷深度的关系，当两者相距100nm时最为平衡。
通过对上述几何参数分析，可以看出GaAs纳米圆柱直径d和沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l对多重纳米柱阵列结构的透过率影响较大。总体而言GaAs纳米圆柱直径d对整体性能的好坏起着决定性的作用，可以直接影响滤光片的滤光效果，因此需要通过大量的仿真不断优化参数d找到最佳平衡点。基准圆柱的高度H和“V”字型倒波浪结构与“Λ”字型正波浪结构水平距离b对整体结构影响较低可以作为对滤光片滤光效果的微调器。同时需要通过对沿z轴延伸时两圆柱的高度差Δh进行误差范围内的调节，以期达到最佳的透过率和截止斜率。通过以上的参数变化趋势需要对GaAs纳米圆柱直径d和沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l重点进行误差范围的测量。
上述对波浪型结构的各个参数进行优化分析，发现GaAs纳米圆柱直径d和沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l是测量误差范围的重点。
首先对纳米圆柱的直径d进行分析，仿真结果如图20。如图20的(a)所示，将优化范围设定在50nm-70nm，步长为2nm。200-450nm的短波段内在约248nm和379nm处出现两个尖峰，当纳米圆柱直径为50nm时峰值透过率分别约为8.3％和7.7％，如图20的(b)。d值从52nm扩大到66nm时变化区间内的出现峰值点基本相同，峰值透过率随着圆柱直径的增加略有降低。例如直径为52nm时在约251nm和384nm处出现两个透过率分别为1.8％和2.7％的尖峰。从图20的(d)可以看出当d值达到68nm和70nm时200nm处的峰值透过率有所上升。其次分析截止波段，总体而言截止波段加长截止斜率略微放缓。直径为50nm时截止区间约410nm-600nm，截止斜率约0.0046；直径增加到70nm时截止区域右移480nm-730nm，截止斜率约0.0032。对大于1200nm的长波段平均透过率高于97％不受直径变化的影响。凹陷区域在800-1200nm内随着直径的增加水平右移，除了在70nm处凹深出现突然减小外凹陷深度与d值基本呈现正相关性，直径越大凹陷越深。50nm处的凹陷谷值约为90％，而到了68nm时凹陷谷值在83％左右。通过对上述仿真的分析发现在选取最佳的纳米圆柱直径时主要考虑短波段内的峰值透过率和凹陷所在的位置以及深度，截止波段与截止斜率受影响较小，当GaAs纳米圆柱直径为56nm时较为平衡，透过率曲线见图20的(c)。
确定了纳米圆柱直径之后对沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距l进行仿真。将优化范围设定为15nm-25nm，步长为1nm。第一步对短波段的仿真结果进行处理分析。整体在约251nm和396nm处出现两个明显的尖峰，尖峰高度与圆柱之间的距离l呈正相关。当水平距离l扩大到25nm时251nm处的峰值透过率约2.4％，396nm处的峰值透过率约4.1％。处理完短波段情况后分析截止波段与截止斜率的变化情况。总体而言截止区域为412nm-583nm受到l值的影响极小，而截止斜率却与l值呈轻微的负相关，25nm处的截止斜率相对于15nm时的截止斜率变的略微陡峭。长波段中的平均透过率几乎不变。从整节所有的分析对比来看，发现波浪型结构的参数改变几乎不影响长波段平均透过率，基本集中在97％以上的透过率水平。凹陷的宽度改变不大，但凹陷位置随着两圆柱间水平距离的增加而向长波移动。除了在15nm时出现一个谷值约为78％的极大凹深外，在整个变化中凹深整体不变在误差内略微缩小，当l为20nm时凹深谷值在88％左右。因此短波段的尖峰值以及凹深是选择最佳l值的主要考虑因素，当两圆柱之间的水平距离l值为20nm时较为合适。
在重点剖析了GaAs纳米圆柱直径d和沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l，对这两个参数进行了精细化仿真以期找到能让滤光片达到最佳滤光效果的理想值和误差范围。以下同样将对多重纳米柱阵列长波通滤光片的理论基础加以阐述。
截止滤光片的性能基于其隔离度和截止效率来评估，截止效率可用消光比(ER＝10*log(Tpass/Tstop)dB)来定义，这里Tpass指通带中的最小透射率，Tstop是阻带中的最大透射率。消光差(ED＝Tpass-Tstop)；截止斜率(CS＝(Tpass-Tstop)/(λpass-λstop))，这里λpass指通带里最大波长/最小波长,λstop指阻带里最小波长/最大波长。截止波长(CW)是截止滤波器的另一个重要参数，定义为透射率是最大透射率一半的波长。首先使用公式ER＝10*log(Tpass/Tstop)dB来计算消光比。如图13的(a)所示在200-450nm的阻带内出现两个尖峰，其中在391nm处1.3％的峰值透过率为阻带中最大，及Tstop为0.013。在670-2000nm的通带区间内由于凹陷的存在导致最小透过率为89％，及Tpass为0.89。结合公式可以算得消光比ER为18.35dB。算完消光比之后计算消光差，计算公式为ED＝Tpass-Tstop。代入计算得ED＝0.89。最后求解截止斜率，所用到的公式有CS＝(Tpass-Tstop)/(λpass-λstop)。通过分析基本找出了阻带与通带的区域，阻带区域为200nm-450nm，通带区域为670nm-2000nm。可以计算的λpass值为2.99，λstop值为0.44。代入计算的CS为0.35nm-1。
图21是分别去掉“V”字型倒波浪结构和“Λ”字型正波浪结构其中一个后的透过率情况。图21的(a)图中的Line 1是在正常结构下的透过率曲线，作为实验的对照组使用。Line 2曲线为仅保留倒波浪型结构后的透过率曲线。通过对比可以看出，在短波段中Line2无论是平均透过率还是峰值透过率都比正常结构高的多。在256nm处的峰值透过率为8.3％，在402nm处的峰值透过率为13.8％，整体而言在231nm透过率达到最小值4.1％。即使4.1％的透过率也远远高于正常情况下短波段的1.3％的最高透过率，并且在这种情况下平均透过率在10％左右。但是在去除了正波浪型结构后截止斜率与截止波段效果更好。截止波段为427-607nm，远远小于正常结构下的450-670nm，截止斜率明显陡峭。在长波中平均透过率几乎相同略有提高，但是相比于Line 1凹陷极小几乎不影响长波段的滤光效果。图21的(b)的Line 3是正常结构下的透过率曲线，Line 4是仅保留正波浪型结构后的透过率曲线。对比来看，Line 2和Line 4是两条完全相同的曲线，也就是说正塔性结构和倒波浪型结构的作用是完全一样的，当二者组合起来后能够形成更好的滤光效果。
本发明的一种多重纳米柱阵列长波通滤光片，整体工作波段为200-2000nm，在200-450nm的短波段的平均透射率不到1％，670-2000nm长波段的平均透过率在97％以上，截止波段为450-670nm，截止斜率十分陡峭。其中在1005nm-1073nm波段处出现一个突然的凹陷，凹陷的宽度为68nm，凹陷谷值透过率为89％。
在实际生产制造中各参数的理想值为：GaAs纳米圆柱的直径d＝56nm；基准圆柱的高度H＝70nm；沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l＝22nm；沿z轴延伸时两圆柱的高度差Δh为90nm。“V”字型倒波浪结构与“Λ”字型正波浪结构水平距离b＝100nm。同时也给出可以作长波通滤光片的误差范围：GaAs纳米圆柱的直径d为54-56nm；基准圆柱的高度H为70-80nm；沿x轴延伸时两圆柱之间的水平距离l为20-22nm；沿z轴延伸时两圆柱的高度差Δh为85-95nm。V”字型倒波浪结构与“Λ”字型正波浪结构水平距离b为90-100nm。
以上所述仅是本发明的优选实施方式，应当指出，对于本技术领域的普通技术人员来说，在不脱离本发明原理的前提下，还可以做出若干改进和润饰，这些改进和润饰也应视为本发明的保护范围。
Claims (3)
1.一种多重纳米柱阵列长波通滤光片，其特征在于，由阵列排布的波浪型亚波长超表面单元构成，所述波浪型亚波长超表面单元包括基底以及在基底上设置的超表面结构，所述超表面结构为由独立的GaAs纳米圆柱等间距排布形成两排“V”型倒波浪结构以及两排“Λ”型正波浪结构依次间隔相对排布组成；在同一滤光片中，所述GaAs纳米圆柱的直径d，基准圆柱的高度H，沿x轴延伸时两GaAs纳米圆柱之间的水平距离l，沿z轴延伸时，同一正波浪结构或倒波浪结构中，相邻两GaAs纳米圆柱的高度差Δh，相邻的“V”型倒波浪结构与“Λ”型正波浪结构水平距离b均为固定值；在y轴向上，“V”型倒波浪结构和“Λ”型正波浪结构所在的排是交替排布的，且在x轴向上，“Λ”型正波浪结构的波谷对应着“V”型倒波浪结构的波峰。
2.根据权利要求1所述的多重纳米柱阵列长波通滤光片，其特征在于，所述“V”型倒波浪结构中，基准圆柱位于中间位置，GaAs纳米圆柱的高度以等差数列的方式沿x轴向两侧延伸，并沿z轴向上延伸；所述“Λ”型正波浪结构中，基准圆柱位于两端位置，以相同的等差数列方式沿x轴向中间延伸，同时沿z轴向上延伸。
3.根据权利要求2所述的多重纳米柱阵列长波通滤光片，其特征在于，所述GaAs纳米圆柱的直径d为54-56nm；所述基准圆柱的高度H为70-80nm；沿x轴延伸时两GaAs纳米圆柱之间的水平距离l为20-22nm；沿z轴延伸时，同一“Λ”型正波浪结构或“V”型倒波浪结构中，相邻两GaAs纳米圆柱的高度差Δh为85-95nm；相邻的“V”型倒波浪结构与“Λ”型正波浪结构水平距离b为90-100nm。
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