可形变光学超构表面及其动态调控

2021-09-03洪孝荣陈珊珊李家方

中国光学 2021年4期

洪孝荣，陈珊珊，李家方 *

（1.北京理工大学物理学院教育部先进光电量子结构设计与测量重点实验室，北京 100081；2.北京理工大学物理学院北京市纳米光子学与超精密光电系统重点实验室，北京 100081）

1 引言

近10年以来，光学超构表面(Optical Metasurfaces)在电磁操控方面取得了一系列的进展，如通过对光场的振幅[1-7]、相位[6,8-12]、偏振态[6,13-17]、频率[18-19]、角频域色散[20]等物理量及物理性质的调控，实现了消色差超构透镜[21-26]、超全息术[27-33]、非线性调控[18,34-37]、OLED显示[38]等一系列成果。然而，广泛实现超构表面的器件应用还需要开发其对光场的动态调控功能。为此，人们研究了基于热光效应[39-40]、负载电压[41-42]、载流子注入[43-44]、相变材料[45-46]等的动态超构表面。但是，这些研究仍处于初始阶段，目前比较有应用前景的还是与传统微纳机电系统(MEMS/NEMS)相结合的空间光调控。例如，2018年Capasso课题组提出与MEMS或可拉伸薄膜材料相结合的可调谐超构表面[47-48]，Faraon 课题组也提出基于MEMS的电介质超构表面[49]，特别是2019年Science报道的基于液晶的超构表面结构极大地提升了动态调控超构表面走向应用的信心。2020年，武汉光电国家研究中心及新加坡洪明辉院士提出数字微镜芯片(DMD)结合超构表面的动态调控方式[50]，德国刘娜课题组[51]、哈尔滨工业大学肖淑敏课题组[52]等也相继提出液晶结合超构表面的调控方式。

当然，这一研究趋势也遇到了一些挑战：首先，将超构表面结构与液晶相结合的构型，大大提高了器件的复杂度和制备的难度；其次，液晶器件的响应速度在1 kHz，而当前DMD芯片的响应速度极限在50 kHz，导致集成器件的响应速度较慢；再者，与DMD或液晶相结合的复杂构型导致器件的像素大小有限，例如DMD最小像素大于5μm。因此，亟待发展新的技术路线去突破动态调控超构表面的技术瓶颈。

在探索新型可调谐超构表面方面，近期发展的一类可形变超构表面(Deformable Metasurfaces)的光学功能单元能够同时实现动态调控功能，为实现紧凑型、高性能光场动态调控提供一种新颖的解决方案。本文从可形变超构表面的研究现状、制备方法、光学特性、调控应用以及未来展望5个方面进行了系统的综述。首先介绍了基于纳米剪纸(Nano-kirigami)的可形变立体超构表面，以及基于聚焦离子束(Focused Ion Beam,FIB)的纳米剪纸/折纸(Origami)三维微纳制备技术，接着分析了可形变超构表面的一些优异的光学特性，从4个方面展示了其光场调控应用，最后对可形变超构表面在推动应变光电子学(Strainoptronics)[53]发展的潜力方面进行了展望。

2 基于剪纸/折纸形变的超构表面

剪纸和折纸是我国古老的民间艺术，在公元6世纪流传到日本后，逐渐形成一门技术而被系统记录并不断向西方发展，产生了更多的表现形式以及科学价值。其现代英文术语“Kirigami”和“Origami”皆源于日语发音，即Kiri 和Ori分别意为“剪”和“折”，gami意为“纸”。近几年来，随着剪纸和折纸艺术在科学领域的研究价值逐渐显现以及现代微纳制备技术的不断进步，一些“小尺度”的微观剪纸/折纸相继涌现，在科学研究上展现出越来越重要的价值。特别地，基于剪纸/折纸形变产生的超构表面，给现代微纳光子学在动态调谐方面的进一步发展带来了新的契机。本节将对微米/毫米和纳米尺度下的剪纸/折纸代表性研究工作进行简要介绍。

2.1 “微米/毫米尺度”剪纸/折纸

可形变超构表面的发展经历了“由大到小”的过程。在初始阶段，研究人员聚焦于微米/毫米级的剪纸/折纸，如利用剪纸/折纸的可重构形变实现了可调谐手性。例如，2017年美国东北大学刘咏民与浙江大学陈红胜课题组报道了一种毫米尺度“三浦折叠”(Miura-ori)型手性超构材料(Metamaterial)，通过改变超构材料的折叠方向，可实现圆二色性(Circular Dichroism,CD)的可重构切换[54]，如图1(a)所示。实验上测量的CD 高达0.6，且折叠超构材料的相对密度只有非折叠结构的2%。

之后，陈红胜团队进一步在微米尺度开发了一种基于剪纸形变的手性可调超构材料[55]。通过折叠如图1(b)中由开口谐振环(Split-Ring Resonator,SRR)阵列构成的非手性超构表面，可得到两种具有相反手性的三维剪纸超构材料。

图1 “三浦折叠”型手性超构材料的结构示意图。(a)通过改变中间二维非手性超构表面的形变方向，可以使两种三维超构材料的手性来回切换[54]；(b)基于剪纸形变的手性可调超构材料结构示意图。左边非手性超构表面可折叠成两类手性相反的三维剪纸超构材料[55]Fig.1 Schematic of the“Miura-ori”chiral metamaterials.(a)By changing the deformed directions of the middle 2D achiral metasurface,the chirality of the two 3D metamaterials can be flexibly switched[54];(b)schematic of the metamaterials with tunable chirality based on kirigami deformation.The achiral metasurface(left)can be folded into two types of 3Dkirigamimetamaterials with oppositechirality[55]

这类研究为开发具有优异机械性能的可重构光学超颖器件提供了新的途径，但要实现光学波段的光场调控，还需要发展技术手段使器件朝小型化和集成化方向发展。

2.2 “纳米尺度”剪纸/折纸

最近，基于FIB的三维微纳剪纸/折纸制备技术取得突破性进展。2018年，李家方及合作团队在前人的工作基础上设计出了一类新的剪纸图案，实现了原位、可编程的折叠、屈曲、旋转和扭曲变形。首先采用高剂量的离子束对悬空自支撑的金纳米薄膜进行图案刻蚀(即“剪裁”)，然后再利用低剂量的离子束进行全局辐照，使图案结构在其拓扑形貌的引导下呈现出三维力学形变[56]。此过程中纳米结构的形成和宏观剪纸的本质特征是一致的，并且结构的分辨率可达50 nm，故将其命名为“纳米剪纸”[56]。图2(a)～2(j)给出了一些典型的宏观纸质剪纸(图2(a),(c),(g))及对应的基于FIB全局辐照实现的三维纳米剪纸结构(图2(b),(d)～(f),(h)～(j))[56]。从图中可见，纳米剪纸的尺寸约是宏观剪纸尺寸的1/10000，但依然可支持高可塑性和高精确度的三维微纳加工，这一优势为微纳结构的设计和应用提供了可靠的研究平台。2019年，蔡定平教授团队利用FIB应力诱导实现三维形变的手性分形超构表面[57]，图2(k)展示的是基于阿基米德螺旋设计的分形剪纸超构表面SEM 实验图，该三维分形阵列在红外光调控中表现出了优异的宽带远场手性响应以及强烈增强且稳定局域的宽带近场光学手性。同年，中国科学院物理研究所李俊杰课题组设计加工了一种三维纳米折纸结构，利用离子束辐照材料膜层获得残余应力来实现二维结构的快速弯曲[58]，图2(l)为逐渐增加离子辐照剂量获得不同曲率折纸的SEM 图像。这种三维纳米折纸具有快速制备和空间方向灵活可控的优势，可为基于三维结构的功能器件设计提供新的策略。

图2 各种不同形貌的三维纳米剪纸/折纸[56-58]。(a),(c),(g)宏观纸质剪纸照片(比例尺：1 cm)及与之对应的(b),(d)～(f),(h)～(j)基于FIB全局辐照得到的三维纳米剪纸结构的SEM图像[56](比例尺：1μm)；(k)三维阿基米德螺旋手性分形剪纸结构的SEM图像[57](比例尺：1μm)；(l)离子辐照剂量增加下具有不同曲率弯曲折纸的SEM 图像[58](比例尺：2μm)Fig.2 Typical 3D nano-kirigami/origami with various topographies[56-58].(a),(c),(g)Camera images of the macroscopic paper kirigami(Scale bars:1 cm)and(b),(d)～(f),(h)～(j)corresponding SEM images of the 3D nano-kirigami with global FIB irradiation[56](Scale bars:1μm);(k)SEM image of the 3D Archimedean spiral chiral fractal kirigami structures[57](Scale bars:1 μm);(l)SEM images of an origami structure with different curvatures under an increased ion irradiation dose[58](Scale bars:2μm)

3 基于聚焦离子束纳米剪纸/折纸形变的三维微纳制造技术

随着微纳加工领域的不断发展，先进微纳制造技术向三维空间扩展已成为一种必要和必然的趋势。然而，传统的自上而下和自下而上的加工技术，主要通过逐层加工堆叠三维空间或三维逐点加工的工艺来构建立体结构，这无疑增加了加工难度。最近我们利用聚焦离子束(FIB)作为三维纳米剪纸/折纸的加工手段，实现了纳米结构从二维到三维的转变。该方法打破了传统三维制造的线性累加思维，在微纳加工领域展现出了极大的研究潜力。本节首先简单介绍了聚焦离子束微纳加工机理，然后介绍了基于聚焦离子束的三维纳米剪纸/折纸技术。

3.1 聚焦离子束微纳加工简介

FIB微纳加工的原理可以概述为：系统中液态金属离子源释放的金属离子被高压抽取并加速后，再经过电透镜和偏转透镜照射到样品表面，金属离子撞击并剥离表面原子进行切割或研磨，实现微纳米结构的加工。FIB在使用过程中伴随着残余应力、表面损伤、离子注入等难以避免的现象。但是，我们的纳米剪纸制备方法刚好是利用残余应力实现微纳米结构的直接无掩模加工[56]。如图3(a)所示，当自支撑的金纳米薄膜受到高能离子束辐照时，主要产生4个物理过程[56,59]：(1)一些金原子被镓离子溅射出来产生空隙，其余金原子随即向内聚合[60-61]，致使薄膜表面附近产生张应力；(2)一部分镓离子注入到金膜内部，产生压应力；(3)镓离子的继续撞击使一些内部金原子发生位移；(4)考虑到在离子束辐照下张应力和压应力对金膜的实际作用，图3(b)给出了可以代表受力过程的双层应力分布模型[56]：表层金膜(厚度<20 nm)受到直接影响，可以用一个均匀分布的等效张应力描述；底层金膜会因表层金膜应力的间接影响产生形变，用图中所示的梯度应力分布进行描述。图3(c)展示了两种典型的向上和向下弯曲的结构变形[56]。这里分别给出这两种结构变形的几个加工案例：分别施加局域和全局FIB辐照，金悬臂结构可发生向上的刚性折叠(图3(d))和逐步弯曲(图3(e))[62]；图3(f)给出的是全局辐照下向下弯曲的花瓣型结构[56]。

图3 基于FIB辐照产生应力的微纳加工机理[56,62]。(a)自支撑纳米金膜在FIB辐照下的残余应力分布和(b)双层应力分布模型[56]；(c)固定悬吊结构的一端或两端(用红色方块表示)时，产生两种典型结构变形(向上和向下弯曲)的示意图[56]；局域和全局FIB辐照(红色区域)下，悬臂结构的向上刚性折叠(d)和逐步弯曲(e)的SEM 图像[62]；(f)FIB全局辐照下向下弯曲花瓣型结构的SEM 图像[56](比例尺：1μm)Fig.3 Micro-nano fabrication mechanism based on FIB-induced stress[56,62].(a)Residual stress distribution of a gold nanofilm under FIB irradiation and(b)double-layer stress model[56];(c)schematic of two typical structural deformations(upward and downward bending)when fixing only one or two ends(indicated by the red squares)of the suspended structures[56];SEM images of (d)the upward rigid folding and (e)gradual bending of suspended cantilevers under local and global FIB irradiations(red areas)[62];(f)SEM imagesof a downward bending flower-likestructurewith global FIB irradiation[56](Scale bars:1μm)

3.2 基于聚焦离子束的三维纳米剪纸/折纸

纳米剪纸的形变过程除了会受到加速电压和剂量的影响外，还与辐照模式和结构自身的拓扑形貌存在极大的关系。从结构拓扑形貌角度出发，将纳米剪纸分为“开环”(open-loop)型(或者“树型”(tree-type))和“闭环”(close-loop)型。其中，树型结构的子结构之间是相对独立的，单一子结构的形变基本不会影响到其余结构；闭环结构的子结构发生形变，与之相连接的结构也会随之受到“牵连”发生形变，从而引起整体结构的形变。此外，纳米剪纸也可以根据FIB辐照的方式分成两类：一类是只对样品的某个局部进行扫描的局域扫描模式[63]，另一类是对整个样品区域扫描的全局扫描模式[63]。对于局域扫描模式，结构只会发生单个角度的折叠形变；而全局扫描则会使结构获得连续曲率变化，迫使结构发生整体形变。

“闭环”结构各个单元形变的相互关联展现了三维立体剪纸的基本属性，该属性在宏观剪纸上已经有充分的体现，但在微观尺度下的研究还有待进一步开展。所以在这里将对“闭环”型纳米剪纸进行重点讨论。此外，全局扫描可以获得更多样化的结构形变，产生连续的曲率变换，进而形成多种多样的三维特异纳米剪纸结构。例如，图4(a)和图4(b)展示了经过FIB全局辐照后的闭环螺旋结构[56]和双层螺旋异质结构[56]的整体性结构形变。图4(c)给出了基于级联FIB刻蚀和Boolean 辐照设计的四层风车结构[64]。模拟结果显示，在FIB Boolean 辐照过程中，该结构层间的链接部分会发生向上的动态扭曲和旋转，而未受到辐照的圆环则被动地向上平移而不产生形变。这种多层嵌套的复杂纳米剪纸结构已经通过基于FIB的三维纳米剪纸技术成功制备，如图4(d)所示[64]。由于外圈的FIB刻蚀和Boolean 辐照不会影响到先前加工的内部结构，于是原则上可以在垂直方向进行“无限”层的堆叠。

图4 各种形貌的三维纳米剪纸结构在FIB全局扫描前后的顶视和侧视SEM 图像[56,64]。(a)不同剂量FIB辐照前后的螺旋结构[56]；(b)双层螺旋异质结构[56]；(c)基于级联FIB刻蚀和Boolean 辐照设计四层风车结构的示意图[64]；(d)由内层到外层加工的多层四臂风车结构的SEM 图像[64](比例尺：1μm)Fig.4 Top-view and side-view SEM images of the 3D nano-kirigami with various morphologies before and after global FIB irradiation[56,64].(a)A spiral structure before and after FIB irradiation with different doses[56];(b)a double-layer spiral structure[56];(c)schematic of a multilayer pinwheel structure designed by cascade FIB milling and Boolean irradiation[64];(d)SEM images of the multilayer four-arm pinwheel structure fabricated from the innermost layer to outermost layer[64](Scale bars:1μm)

4 可形变超构表面的光学特性

4.1 圆双折射特性

利用纳米剪纸技术加工的三维风车结构因打破了二维模式下的镜面对称而成为手性结构，与不同手性圆极化光相互作用时产生光学手性响应。一般表现为两种形式：一种是对左旋圆偏光和右旋圆偏光吸收光谱的差异，即圆二色性；另一种是对线偏光的偏振旋转特性，即圆双折射效应(Circular Birefringence, CB)。在设计三维风车结构的时候，我们对传统的垂直螺旋结构进行改造，经过拆分和组装逐步演化得到如图5(a)中的三维风车结构[56]。当沿着x方向的线偏振光入射到扭转的三维风车结构上时，电场的x方向分量Ex可激发沿x方向平行的电极矩和磁极矩，磁场的y分量Hy会激发沿y方向平行的电极矩和磁极矩，且感应电磁矩的方向主要取决于风车结构四臂的左手(Left-Handed, LH)或右手(Right-Handed,RH)扭曲，激发出LH或RH 手性的光学响应，如图5(b)和图5(c)所示[56]。由光学手性的决定量p·m[65]可知平行的电极矩和磁极矩之间产生的强相互作用可实现显著的光学手性，因此图中扭曲的风车结构使平行或反平行的电磁矩发生相互作用[66]，从而具有较为理想的光学手性响应[56]。我们加工了如图5(d)和图5(e)所示的晶格周期为1.45μm，形变高度约为380 nm的纳米剪纸超构表面[56]并进行了表征，表征结果如图5(f)和图5(g)所示[56]。可以发现，图5(f)中的未形变二维风车结构几乎不产生CB效应，但其形变为三维结构后则展现出了极强的CB特性。考虑波长大于结构周期的情形，垂直入射的线偏振光的振动方向会发生明显偏转，并随着入射光波长的增大而偏转的愈发明显，如图5(g)所示[56]，在1.7μm 和1.95μm 处分别偏转了90°和135°。三维风车结构的总厚度约为0.43μm(包含衬底部分)，于是借助CB效应实现的偏振旋转可达310000°/mm，是目前同类研究当中所达到的最高水平。这些实验测量结果和数值仿真一致，充分说明了我们的FIB纳米剪纸技术可用来实现具有超手征特性的三维可形变纳米超构表面结构。与传统的手性超结构加工工艺相比，该技术在保证结构复杂性、加工精度的同时还具有简易的制备流程，加工的超构表面结构可在近红外通信频段工作等优势。

图5 可形变“闭环”纳米剪纸超构表面的圆双折射特性[56]。(a)从垂直螺旋阵列到三维风车结构的演化过程示意图；(b),(c)LH和RH 风车结构分别对入射光电场分量Ex 和磁场分量Hy 响应的示意图；(d),(e)二维前体和三维风车结构的SEM图像，晶格周期为1.45μm，三维风车结构高度约为380 nm(比例尺：1μm)；(f)二维和三维LH 风车结构在线偏振光入射下，旋转角θ 与入射光波长关系的实验(圆点)和计算(实线)对比；(g)三维风车结构在不同波长处的线偏振旋转极坐标图，上面为实验结果，下面为计算结果。Fig.5 Circular birefringence of deformable “close-loop”nano-kirigami metasurfaces[56].(a)Schematic of the evolution process from a vertical helix array to a 3D pinwheel structure;(b),(c)schematic of the responses for LH and RH pinwheel structures to the incident E-field component Ex and M-field component Hy;(d),(e)SEM images of the 2D precursor and 3D pinwheel structure, the lattice period is 1.45μm,and the height of the 3D pinwheel structure is about 380 nm(Scale bars:1μm);(f)experimental(circle dots)and calculated (solid lines)rotation angleθ of the 2D and 3D LH pinwheel structures with linear polarized light incidence versus the incident light wavelengths;(g) polar plots of (top)experimental and (bottom)calculated linear polarization rotation angle at specific wavelengths for 3D LH pinwheels

4.2 衍射型偏振转换效应

此外，我们还研究了可形变超构表面的衍射型偏振转换效应。图6(a)中，在同一金膜平面上加工出LH 和RH两种三维风车剪纸结构[62]。在图6(b)中的相位模拟可发现，大于1.45μm 的波长范围，相反手性结构的y偏振透射相位呈现出交替分布，产生相位差[62]。相比之下，对于LH和RH 结构，x偏振透射相位保持相同。如图6(c)所示，LH 和RH风车在x偏振激发下出现了很强的线性偏振旋转，而没有使偏振椭圆化[62]。

图6 可形变“闭环”纳米剪纸超构表面的相位调控及衍射偏振转换特性[62]。(a)LH和RH 三维风车结构阵列的顶视SEM 图像(比例尺：1μm)；(b)LH 和RH 手性结构的交叉偏振透射相位光谱；(c)计算得到的(左边)LH 和RH 风车结构在波长1.6μm 处线偏振旋转极坐标图及(右边)LH 和RH 风车结构线偏振旋转角 θ与入射光波长的关系；(d)由LH 和RH 手性风车结构交替排布构成的二元线性光栅顶视SEM图像(比例尺：1μm)；(e)线性二元光栅对光场偏振调制示意图；(f)不同入射光波长和探测偏振下的二元线性光栅衍射实验照片，入射光为x 偏振Fig.6 Phase and diffractive polarization properties of the deformable “close-loop”nano-kirigami metasurfaces[62].(a)Topview SEM image of LH and RH 3D pinwheel structure arrays(Scale bars:1μm);(b)cross-polarization transmission phase spectra of the LH and RH chiral structures;(c)(Left)polar plots of the calculated linear polarization rotation angle at 1.6μm under x-polarized incidencefor the LH and RH pinwheels, respectively.(Right)calculated linear polarization rotation angle( θ)versus wavelength for the LH and RH pinwheels,respectively;(d)top-view SEM image of a linear grating composed of the alternately arranged LH and RH chiral pinwheels(Scale bars:1μm);(e)schematic of the polarization control light field with the linear grating;(f)camera images of the linear grating diffraction under different incident wavelengths and detected polarizations.The incident light is x-polarized

不仅如此，利用x偏振光入射到LH 和RH交替排布的三维风车结构中，透射的y偏振光带有固定的π 相位差(如图6(d)所示)[62]，故利用该交替排列的阵列结构就能实现性能优异的衍射光栅(图6(e))[62]。值得注意的是，偏振旋转效应只有在波长大于风车结构周期时才适用，因此会出现上下对称的两支衍射光线。在图6(f)中给出了此光栅的测试结果[62]，可以发现光栅结构在1.6μm下呈现较强的偏振转换特性，x和y偏振均有透射行为且测得的y偏振光与x偏振入射光是分开的，说明此过程发生了衍射效应；在1.2μm 波长处，只出现径直传播的x偏振光；而在产生90°偏振旋转的1.68μm 波长处，x偏振入射光几乎全部转化为出射的y偏振光，故只探测到上下对称分布的衍射光斑。

4.3 圆二色性(CD)增强效应

近期，我们利用可形变超构表面的立体形变特征发现法诺(Fano)共振可以用来实现强光学手性响应，利用LCP光激发Fano共振谷和RCP光激发Fano共振峰，以提高结构在共振波长位置的CD响应[65-67]。图7(a)～7(c)中给出了计算的LH手性三重旋转对称的M3超原子在不同形变高度(h分别为0,262,409 nm)下RCP和LCP入射时的透射光谱[67]。可以发现，随着超原子结构从二维状态逐渐形变扭曲成三维立体结构，LCP和RCP透射光谱由一开始的重合状态逐渐拉开差距。尤其在Fano共振波长位置处RCP和LCP 的透射谱分别处在共振峰和共振谷，两者之间差异最大，于是图7(c)中结构的CD值最大，如图7(d)所示，当形变高度为409 nm 时，CD峰强度迅速攀升，在1.36μm 处出现了一个非常尖锐的峰。图7(d)插图给出了形变高度引起的CD峰值的变化[67]。

图7 可形变超构表面实现圆二色性增强[67]。(a)-(c)LH 手性M3超原子在不同形变高度(h=0,262,409 nm)下计算的RCP 和LCP透射光谱；(d)在(a)(黑线),(b)(蓝线),(c)(红线)中结构所对应的CD谱，其中插图为CD 峰强度与M3超原子形变高度的变化关系；(e),(f)(c)中的结构分别在LCP和RCP光入射时的多极矩分量散射强度，插图为超原子表面电场分布的顶视图，超原子的六角晶格间距为s=1.3μmFig.7 Deformable metasurface enabled enhancement of circular dichroism(CD)[67].(a)-(c)Calculated RCP and LCP transmission spectra of LH chiral M3 meta-atoms at different deformation heights(h=0,262,409 nm);(d)CD spectra corresponding to the meta-atoms in (a)(black line),(b)(blue line),(c)(red line).Inset:CD peak intensity versus the height of the M3 meta-atoms;(e),(f)scattering power from various multipole moments induced in the metasurface in(c)under RCP and LCP incidence.Insets:top-view E-field distributions at the surface of the meta-atoms arranged in a hexagonal lattice with a separation of s=1.3μm

为进一步探究这种CD增强机制的理论依据，图7(e)和图7(f)给出了图7(c)中的结构在LCP和RCP光入射时的多极矩分量的散射强度[67]。可以看出，电四极矩(Electric Quadrupole Moment,EQ)在形成Fano共振增强的光学手性响应过程中发挥主要作用。当圆极化波的手性与M3超原子结构的手性一致时(这里均为左手性)，EQ散射峰的强度远高于手性不匹配的情况。图7(e)插图展示的是LCP光入射时电场的强度分布，和图7(f)中RCP的情况相比，LCP情况下的相互作用更强，导致光的透射率出现骤降。这种手性依赖的EQ极矩导致的Fano共振线形上的明显差异，间接引起了CD的剧烈增强。

4.4 非线性辐射手性增强

在4.3小节中我们讨论了线性光学条件下的可形变超构表面CD增强。在非线性辐射领域，可形变超构表面也可以实现增强的光学手性响应。本节中，将介绍最近利用纳米剪纸超构表面实现强非线性CD的研究工作。如图8(a)所示LH三重旋转对称(C3)纳米剪纸超构表面，可利用RCP基波(Fundamental Wave, FW)入射激发出LCP 的二次谐波(Second Harmonic Generation,SHG)，其信号远远强于LCP基波激发的RCP二次谐波信号[68]。基于此特性，可利用线性光学下具有强CD的可形变超构表面以及SHG 对称选择性来实现强非线性CD。首先利用基于FIB的纳米剪纸技术加工出形变高度约为450 nm、具有极强的线性CD响应的剪纸超构表面，如图8(b)和图8(c)[68]所示，其中C3超原子按照周期P=1.3μm 的六角晶格排列。

然后，我们利用上述超构表面研究SHG 情形。由非线性光学的对称选择规则可知圆极化基波泵浦激发二维C3超原子结构时，可产生具有相反圆偏振态的SHG 信号。但是，该规律尚未在强手性三维C3超原子中得到过验证。图8(d)展示的是在泵浦波长为1300～1520 nm 范围激发圆极化基波测量的圆极化SHG 响应光谱[68]。很明显，只有RCP基波、LCP 二次谐波情形下可以获得较强的SHG 信号(峰值位于1430 nm 处)，其他3种情形的SHG 信号都很微弱，这和二维情形下非线性光学的对称选择规则非常符合。图8(e)展示的是由SHG 的CD定义[68]下的非线性SHGCD谱。对比后可发现，SHG-CD比线性CD有更宽的波长依赖响应。并且，SHG-CD在1400 nm基波入射下测得的绝对值可达0.97。此外，我们还测量了偏振分辨谱和SHG 的功率相关度(图8(f)和图8(g))[68]，交叉偏振组合RCPFW-LCPSHG测量出的斜率值为2.06，表明存在一个二阶非线性光学过程。由此可得出结论，可形变超构表面也可增强非线性辐射的手性响应，这使得可形变超构表面在非线性光场调控应用方面迈出重要一步。

图8 可形变纳米剪纸超构表面的强非线性圆二色性研究[68]。(a)纳米剪纸超构表面实现非线性圆二色性的示意图，其中RCP 基波入射产生的LCP二次谐波(左边)强于LCP基波入射产生的RCP 二次谐波(右边)；(b),(c)基于FIB加工的纳米剪纸超构表面顶视和侧视SEM 图像，C3超原子的六角晶格周期p=1.3μm(比例尺：1μm)；实验测得的纳米剪纸超构表面的波长依赖二次谐波响应(d)及二次谐波CD谱(e)，其中最大CD值位于基波1400 nm 处；(f)LCP和RCP 单频基波入射下测量的二次谐波谱；(g)在RCPFW-LCPSHG 情形下的二次谐波强度依赖关系，其中斜率值2.06体现了一个二阶非线性的光学过程。(f),(g)中的基波波长为1430 nmFig.8 Giant nonlinear optical CD of deformable nano-kirigami metasurfaces[68].(a)Schematic of the nano-kirigami-metasurface-enabled nonlinear CD,in which the LCPSHG waves excited by the incident RCPFW(left)are stronger than the RCPSHG waves excited by the LCPFW incidence(right);(b)top-view and(c)side-view SEM images of the nanokirigami metasurface using FIB fabrication.The hexagonal lattice period of C3 meta-atoms is p=1.3μm(Scale bars:1μm);(d)measured wavelength-dependent SHG responses of the nano-kirigami metasurface;(e)measured wavelength-dependent SHG-CD,where the maximum CD is at 1400 nm of the FW;(f) measured polarization-resolved SHG spectra under pumping of LCP and RCP FW;(g) power dependence of SHG wave for RCPFW-LCPSHG measurement case.The slope value of 2.06 indicates a second-order nonlinear optical process.The fundamental wavelength in (f)and (g)is1430 nm

4.5 多重Fano共振Rabi 劈裂特性

尽管利用FIB加工的“树型”折叠/弯曲超构表面在过去10余年中已引起了研究者的兴趣，但大多数研究都将目光集中在了形状变换或机械应用上。2015年，Cui等人首次探索了垂直SRR 结构组成的阵列结构的光学特性[70]，该阵列可在近红外波段表现出超灵敏的Fano共振行为。不仅如此，这种树型折叠结构很有利于获得具有独特三维电导耦合机制的垂直三维纳米结构[69,71]。在这种耦合机制下，平面金属孔会产生“亮态”等离激元共振模式，与垂直结构产生的“暗态”共振模式发生耦合，因此使用垂直平板代替垂直SRR 结构也可引入相似的Fano共振。基于三维电导耦合作用，可以将更多垂直几何构型集成到平面阵列中。此前相关研究将基于FIB的树型折叠组装垂直双板或4个SRR 结构，可获得五重Fano 共振[72]或高质量环形模式[73]。不仅如此，新的几何形状可能带来新的物理发现。图9(a)～(c)给出了基于FIB的非对称SRR 三维纳米剪纸结构，可以清楚地观察到3个Fano共振(图9(d))中的双Rabi劈裂(图9(e))[69]，且理论模拟和实验测量结果非常吻合。该发现在一些系统中的物理机制探索、光-物质相互作用增强、光传感与光探测等方面都具有潜在的应用价值。

图9 “树型”纳米剪纸超构表面中Fano共振之间的强耦合研究[69]。(a)基于非对称SRR 结构的三维纳米剪纸结构示意图；(b),(c)利用离子束辐照应变折叠制备的三维纳米剪纸SEM图像(比例尺：1μm)；(d)数值模拟、谐振子理论解析以及实验测量的三维纳米剪纸透射光谱，一致显示出三个显著的Fano 共振；(e)改变非对称SRR 结构一个臂长(保持另一臂长不变)情况下，Fano 共振F2产生线性频移。当F2与F1或F3靠近时，Fano共振之间发生显著的反交叉现象，并且反交叉的区域大于相应光谱的线宽，即发生了强耦合。其中彩色光谱为理论模拟得到的系数光谱，星形数据为实验测量得到的Fano 共振波长，二者吻合得很好Fig.9 Strong coupling of Fano resonances in the “tree-type”nano-kirigami metasurfaces[69].(a)Schematic of 3D nano-kirigami with an asymmetric SRR structure;(b),(c)SEM images of 3D nano-kirigami fabricated by FIB-induced folding(Scale bars:1μm);(d)simulated, theoretical,and experimental transmission spectra of the 3D nano-kirigami,consistently showing three significant Fano resonances;(e)color pot of transmission spectra when one arm length of the asymmetric SRR structure is changed(the other arm length is fixed).When F2 is close to F1 or F3,significant anticrossing phenomenon occurs in Fano resonances,and the anti-crossing area is larger than the line width of the corresponding spectra,that is,strong coupling occurs.The color spectra denote the coefficient spectra obtained by simulations,and the star-shape results plot the Fano resonance wavelengths obtained by experimental measurement,which agree very well

5 基于可形变超构表面的动态调控应用

5.1 气动型振幅调控超构表面

立体可形变超构表面是由基于FIB的纳米剪纸技术加工实现的，这种加工方式虽然具有很多优点，如即时、可编程等，但却无法在实际测量时根据实验情况方便、快捷地对样品的形变进行动态调控。鉴于此，我们设计了一种气压驱动的纳米剪纸可重构超构表面。如图10(a)和图10(b)所示，首先将组合阿基米德螺旋曲线按周期为1.5μm 的正方晶格刻蚀在自支撑的金-氮化硅双层薄膜上，然后在形成的多孔薄膜两侧施加不同的气压，使其发生形变，实现二维与三维结构之间的切换，进一步调控光场[74]。

为了测试设计的二维超构表面的形变和光学调控性能，我们利用基于FIB的纳米剪纸技术加工了一组二维和形变高度约为130 nm 的螺旋结构(如图10(c)和图10(d))[74]。如图10(e)所示，二维螺旋结构在形变为立体超结构后，反射谱经历了明显的蓝移，在波长2090 nm 处的调制对比度达到了137%[74]。

通过将制备的二维多孔超构表面(图10(c))集成到微流芯片结构内部，如图10(f)和图10(g)所示，向结构下表面所在的子腔内注入适量的气体，样品上下表面形成的压力差驱动二维超构表面转变为立体结构[74]。图10(h)展示的是压强差在0和137 kPa 之间来回切换时的反射调制对比度[74]。可以看出，在弹性限度内，利用气压驱动的可形变纳米剪纸超构表面实现了对光场振幅的可逆调控。

图10 气动调谐型可重构纳米剪纸超构表面的光场调控研究[74]。(a),(b)可重构Au/SiN 双层纳米剪纸超构表面示意图：(a)正方晶格排列的初始二维螺旋阵列以及(b)相应的气压形变三维螺旋阵列；(c),(d)基于FIB加工的初始二维(c)及形变三维(d)螺旋纳米剪纸超构表面侧视SEM 图像(比例尺：1μm)；(e)实验测量的二维及三维螺旋纳米剪纸反射光谱(左)以及相应的调制对比度(右)；(f)微流体装置照片及(g)螺旋纳米剪纸集成于两个子室间的构造示意图；(h)重复充(Δ P=137 kPa)、放(Δ P=0 kPa)氮气过程中螺旋纳米剪纸阵列的调制对比度Fig.10 Light manipulation of pneumatically reconfigurable nano-kirigami metasurfaces[74].(a),(b)Schematic of reconfigurable Au/SiN double-layer nano-kirigami metasurfaces:(a) the initial 2D spiral array arranged in a square lattice and(b)the corresponding pressure-deformed 3D spiral array;(c),(d)side-view SEM images of FIB-based initial 2D(c)and deformed 3D(d)spiral nano-kirigami metasurfaces(Scale bars:1μm);(e)measured 2D and 3D spiral nano-kirigami reflection spectra(left)and corresponding modification contrast(right);(f)camera image of the microfluidics device chamber and (g)schematic of theconfiguration for thenano-kirigamimetasurfacesintegrated between theconnect area of the two sub-chambers;(h)measured reversible modification contrast of spiral nano-kirigami array under repeated inflation ( ΔP=137 kPa)and exhaustion ( ΔP=0 kPa)of nitrogen gas

5.2 可见光相位调控超构表面

基于纳米剪纸实现的可形变超构表面结构也在可见光波段调控上崭露头角。我们利用图11(a)中的带有“环型”Boolean 辐照区域二维风车结构的高度形变调制可见光的相位和强度[64]。如图11(b)所示，当中心平板相对于底层上升h高度时，可见光在正入射时会引入附加的反射相移Δφ[64]。当风车结构受到特定应力作用时，其中心平板高度会以近似线性的关系增加[64](如图11(d)左侧所示)。同时，不同高度结构的反射相位分布不同，图11(c)给出了红色(633 nm)、绿色(532 nm)和蓝色(473 nm)波长的时域有限差分数值仿真结果[64]，并从图11(d)右侧可以发现可以实现相位从0到−2π 范围变化[64]。

由于风车结构的高度在静电力或机械力的作用下是可以动态可调的[67,75]，因此大范围的相位调控可以提供一种有效的可见光操控方法。为了验证该方法的可行性，我们将具有 Δφ=−π的风车结构阵列放置在一个2 μm 的方形区域内[64](图11(e))，光正入射后可形成明显的干涉图案。从图11(f)中可以看出，这种干涉图案的高度依赖于风车结构的高度，并因有 Δφ ～h/λ，而随着波长显著变化[64]。因此，纳米剪纸超构表面的可形变特征赋予了其通过高度重构来动态调控可见光相位的潜力，可为光学显示器和光/激光雷达系统中的有效光束操纵提供一种新颖的方法。

图11 可形变超构表面在可见光频带的调控应用[64]。(a)具有“环型”Boolean 辐照区域的二维风车结构示意图(顶部)及相应的三维形变结构(底部)；(b)不同形变高度h三维风车结构的前视图，结构高度变化可诱导入射光的反射相位移动Δ φ；(c)11个不同形变高度风车结构的模拟反射相位分布，入射的x 偏振平面波λ=633,532,473 nm；(d)特定形变应力下风车结构中心平面高度(左)以及相应3 个波长对应的反射相移Δφ(右)；(e)3× 3风车阵列(h=122 nm,λ=532 nm, Δφ=π )的xy 平面(z=2μm)电场强度分布；(f)单个风车结构(h=122 nm, λ=473,532,633 nm)的xz 平面(y=0)归一化电场强度分布Fig.11 Visible light manipulation with deformable metasurfaces[64].(a)Schematic of the 2D pinwheel structure with a “ringshaped”Boolean irradiation area(top)and the corresponding 3D deformed structure(bottom);(b)front-view of the 3D pinwheels with different deformation heights h.The height change can induce the reflection phase shift Δφof incident light;(c)simulated reflection phase distributions of 11 pinwheels with different deformation heights,the incident x-polarized plane wave with λ=633,532,473 nm;(d)the height of the center plane in the pinwheel(left)and the reflection phase shift Δφ(right)corresponding to the three wavelengths as a function of the deformation stress;(e)E-field intensity distributions of the 3× 3 pinwheel array(h=122 nm, λ=532 nm, Δφ=π )in the xy plane(z=2μm);(f) normalized E-field intensity distributions of a single pinwheel structure(h=122 nm, λ=473,532,633 nm)in the xz plane(y=0)

5.3 圆二色性可调控超构表面

光学特性的动态调制是目前微纳光子学领域亟待解决的难题。为此，将可形变立体超构表面直接集成于一些具有可重构特征的光学元件中，可为光学特性的可逆调制提供有效手段。为此，我们设计了一种可重构的立体剪纸超构表面。如图12(a)所示，首先在镀有80 nm 金的氮化硅薄膜上加工出以六方晶格排列的M3纳米剪纸超构表面阵列。然后，将其嵌入到聚二甲基硅氧烷(Polydimethylsiloxane,PDMS)弹性体聚合物中，并转移到盖玻片上。最后，利用单模光纤尖端压缩和释放样品，同时单模光纤还兼具耦合入射光的功能[67]。

图12 基于可形变超构表面的圆二色性重构[67]。(a)利用光纤尖端压缩和释放超构表面实现圆二色性可逆调控示意图；(b)实验测量的空气和聚合物中形变超构表面CD谱；(c)实验测量的不同压缩程度形变超构表面CD谱Fig.12 Reconfigurable CD via deformable metasurfaces[67].(a)Schematic of reversible modulation of CD by compressing and releasing the metasurface using a fiber tip;(b)measured CD spectra of the deformable metasurfaces in the air and polymer;(c)measured CD spectra of the deformable metasurfacesat different degreesof compression

在图12(b)中展示了测得的被聚合物覆盖前后可形变立体超构表面的CD谱[67]。由于环境从空气变成聚合物，CD峰位置从1.36 μm 移动到了1.89μm。用光纤尖端压缩样品会使得立体超构表面结构的高度降低，由于CD对结构高度非常敏感，所以CD响应也将随着压缩程度的增加而急剧变化。图12(c)的实验结果表明，当压缩率从0%增加到32%时，CD强度发生显著降低，在谷和峰位置分别下降了72%和49%，同时因聚合物的良好弹性会使得压缩的阵列结构在释放光纤尖端后恢复，CD响应也随之恢复到原始水平[67]。通过反复压缩和释放光纤尖端，立体超构表面的CD值可在～0.52到～0.8之间动态切换(如图12(c)插图所示)[67]。这种大范围的片上CD可重构的光学超构表面鲜有报道，因此该方案可为CD重构的进一步研究提供一个有利的平台。

5.4 静电场调控可重构超构表面

纳米剪纸超构表面的形变调控不仅仅局限于以上工作所涉及的力学方法调控，理论上其他物理场的作用也可以实现形变调控。例如，我们最近开发了一种静电场调控纳米剪纸形变的新技术。静电调谐原理如图13(a)和图13(b)所示[75]，首先利用FIB结合腐蚀刻蚀的分步加工方法得到图13(a)中的片上二维风车结构阵列，再施加直流电压赋予静电力作用，风车结构便可向下产生形变(图13(b))，且在弹性形变范围内，电压开关切换的过程中风车结构可以产生可重构形变。同时，上述过程在实验上也得到了验证(图13(c)和13(d))[75]，分步刻蚀后的二维风车结构阵列在接通65 V 直流电压后可清楚地观察到结构的向下形变三维形貌，这有力证明了该静电场调控方法的可行性。同时，图13(e)中展示了正入射光与二维和三维风车结构相互作用的过程[75]，纳米剪纸向下形变后，反射光出现了散射，从而降低了原路径的反射率。重要的是，我们在图13(f)中的实验测量反射光谱中清楚地观察到随着直流电压的逐渐增大，结构形变程度也会随之增大，从而引起反射光谱幅度的逐渐下降[75]。更重要的是，这种调控特性还可以用来实现光学手性的光电动态调谐。这里在图13(g)中给出了初始二维三臂风车结构(V=0)及相应形变三维结构(V=60 V)[75]示意图，并在实验上观测到它们的CD 谱(图13(h))及动态调控特性[75]。可以清楚地看到，二维情形下CD几乎为零，但到了三维结构就可以产生较为明显的CD响应。同时，实验上还测到了不同比例因子1.0(红线)、1.1(蓝线)、1.2(黑线)下的CD变化谱(图13(i))[75]，可以发现，随着形变比例因子的逐渐增大，CD变化谱峰位置发生红移并呈现出下降趋势。这一初步研究表明，静电场调谐型纳米剪纸超构表面可以更方便、更快地实现光场的动态调控(理论上可达到10 MHz、实验上已达到200 kHz)，这种小尺寸、高对比度的可重构光学纳米结构为纳米尺度下实现光场的片上调控提供了新颖的方法和平台。

图13 静电场调谐型可重构纳米剪纸超构表面[75]。(a),(b)二维风车阵列(a)与相应静电力诱导向下形变的三维风车结构(b)可重构示意图；(c),(d)实验加工的二维风车阵列(c)及相应向下形变的三维风车结构(d)侧视SEM图像。施加直流电压V 为65 V(比例尺：1μm)；(e)正入射光与二维和三维风车结构的相互作用示意图；(f)不同直流电压下风车结构阵列的反射光谱；(g)单层金膜的二维三臂风车结构及相应形变三维结构示意图；(h)实验测量的初始二维三臂风车结构(V=0)及相应形变三维结构(V=60 V)CD光谱(比例尺：1μm)；(i)实验测量不同比例因子1.0(红线)，1.1(蓝线)，1.2(黑线)下风车结构二维形变到三维的CD变化谱( ΔCD T=CD T,3D−CD T,2D)Fig.13 Optical chirality of the electrostatic field-based reconfigurable nano-kirigamimetasurfaces[75].(a),(b)Schematic of the 2D pinwheel array(a)and the corresponding electrostatic force-induced downward 3D pinwheel array(b);(c),(d)side-view SEM images of the experimentally fabricated 2D pinwheel array(c)and the corresponding downward 3D pinwheel array(d)when the applied DC voltage V is 65 V(Scale bars:1μm);(e)front-view schematic of light scattering under normal incidence for the 2D and 3D pinwheel structures,respectively;(f)reflection spectra of the pinwheel arrays under different DC voltages;(g)schematic of the 2D three-arm pinwheel and the corresponding deformed 3D structure with a single layer of gold film;(h)measured CD spectra of the initial 2D three-arm pinwheels(V=0)and the corresponding deformed 3D structures(V=60 V)(Scale bars:1μm);(i)measured changes in CD spectra (Δ CD T=CD T,3D−CD T,2D)from 2D to 3D three-arm pinwheels under scaling factors of 1.0(red),1.1(blue),and 1.2(black)

6 结束语

超构表面经过10年的快速发展，已在各个研究领域展现出了重要的研究价值，尤其在光场调控方面具有独一无二的优势。同时，超构表面要走向广泛的实际应用、满足不断发展的小型集成化光电子器件的设计需求，还需要发展先进的动态可调控光学超构表面。本文综述了可形变超构表面的一些研究进展，分别从研究概况、制备方法、光学特性以及调控应用方面展开了论述。这些初步的研究发现，可形变超构表面具有的优异的光场动态调控性能，可望在超构表面全息技术、超构透镜、涡旋光激发、光学波带片等方面发挥重要作用，为这些方向实现动态调谐功能开辟了新的参考途径。更为重要的是，该系列研究打开了一个通过微纳结构的应变变形来设计微纳光电子器件的新领域，即应变光电子学,该领域的研究可望为进一步开发和重塑现有材料的力、热、电、磁、光、声等特性提供一种简单而有效的手段，有望解决微纳器件领域的诸多难题。