- 简介
偏振和相位是电磁波的两个基本特性。常规的偏振状态，如直线、圆和椭圆偏振，在空间上是均匀的。近年来，光与空间不均匀偏振分布（矢量光束）已引起了广泛关注。大多数现有的研究，专门用于圆柱形对称分布（柱对称矢量光束）的情况，因为偏振态其独特的特性和潜在的应用。相比于由基本庞加莱球和轨道庞加莱代表的常规均匀极化，圆柱形矢量光束可以由高阶庞加莱领域表示。另一方面，光学漩涡具有奇妙的螺旋波前结构。漩涡周围的相位由exp(imj)表示，其中m是拓扑电荷，j是方位角。这种具有光学漩涡相的光束的每一个光子具有轨道角动量mmacr;h。涡旋光束被发现在光学操纵、成像和光学通信具有广泛应用。如果光束具有两个矢量偏振和螺旋阶段，称为圆筒形矢量涡流（CVV）光束，它可以提供用于波束操纵更多自由度。
在其神奇的功能和各种应用的推动下，几种方法已经被提出用来产生CVV光束，如液晶偏振变换器，不同矢量模式中干涉，空间光调制器，螺旋相位板，以及分叉光栅。最近，超表面，一种二维电磁纳米结构，被期待用于扩大现有光学旋涡对于强度、极化和相位同时控制的能力。有两个镀金同心环组成的紧凑超表面，提出用来产生所述OAM承载矢量光束。除此之外，偏振状态可以通过超表面来控制通过在石英玻璃自组装纳米结构的飞秒激光写入制造已经被证实。然而，在这种情况下，涡旋光束被限制在两种特殊情况：径向和角向偏振。
在这项工作中，我们提出了运用一个基于两个级联超表面的简单光学器件产生vvt光束的技术。这个超表面是在石英玻璃中写入一个空变纳米光栅。这个纳米光栅的结构导致了由空间变化的有效双折射。通过可调控制这个纳米光栅的局部方位和几何参数，可以实现任何所需的偏振操控。二维纳米结构具有较高的透射率，使我们能够级联超表面。这个由两个超表面组成的实验装置可以产生任意偏振方向的vvt光束，可以通过控制圆极化的旋向性来替换螺旋拓扑电荷的标志。
- 超表面和 Pancharatnam-Berry相位
超表面是在一个石英玻璃中写入自组装纳米结构飞秒激光。写入的图案不断地局部改变而总是小于波长。这导致了在工作波长lambda;均相相位差eth;的情况下建立一个人工单轴晶体，局部变化的光轴方向平行和垂直以在横向平面中的纳米结构中改变方向。当纳米结构的尺寸比入射光波长时，零级就成为了唯一的传播指令，而其他的指令便会消失。
特别地，可以通过以下表达式来指定光轴方向：
， （1）
这里用极坐标表示，是一个恒定的角度，由初始取向确定。q是一个常数由超平面的拓扑电荷所确定。通过利用纳米结构的有效双折射，可以获得偏振状态和波前的操作。如果该纳米结构的取向在每个位置都是空间变化的，光栅可以由坐标依赖性矩阵描述。
， （2）
这里，J是单轴晶体的琼斯矩阵，并有
， （3）
这里是超平面的局部光轴方向，这是很容易得出，该琼斯矩阵可以写成：
， （4）
现在让我们考虑该超平面通常由圆偏振涡旋波照射，它的自旋角动量(SAM) s macr;h ，OAM mmacr;h，其中s= 1是左旋圆（LHC）而s= -1是右旋圆（RHC）。它的琼斯矢量由下式给出
输出光束可以由以下式子表示：
（5）
我们发现，输出字段可被视为具有相同的SAM部分的叠加，而OAM是输入，另一部分具有一个扭转的SAM和改性的OAM，由给出。这意味着，输入光束仅部分转换它的自旋角动量到它的轨道部分。m=0这个等式意味着超表面被圆偏振光照射的情况。两个分量振幅的
输出字段分别取决于双折射迟缓
更有趣的是，输出字段获得了不均匀的相位延迟。一般情况下，任何想要得到的波前都可以通过设计超表面的几何形状生成。第二项公式表示正交于该输入波的偏正状态，它的相位是光轴方向的两倍。同样地，如果输入偏振螺旋性反相，那么有相反拓扑电荷的波前可以被生成。这种特殊的光学波前整形方法在本质上是纯粹的几何方法，附加相位因素就是所谓的Pancharatnam-Berry几何相位。基于这个原理所发明的波前整形装置已经问世，而且可以被认为是Pancharatnam-Berry相位的光学元器件。
作为一个特例，均匀半波片可以完全使得LHC（RHC）极化转化成为RHC（LHC）极化。该圆偏振输入光遵守左右手螺旋法则，并通过半波片时，可以获得一个恒定的相位因子。但是，不均匀各向异性超表面可导致自旋轨道相互作用的发生。正如预期的那样，一个半波片超表面不仅可以反转圆的极化，还可以运用方位相的输出波形。众所周知，LHC 和RHC偏振光的每个光子具有plusmn;macr;h的角动量。从等式5可以看出，LHC偏振入射光能转化成一个RHC偏振涡流光。因此，在超表面上自旋 - 轨道相互作用导致了拓扑电荷2q螺旋相位的消失。同样，对于右旋圆偏振光入射，可以得到拓扑电荷为-2q的左旋圆极化光涡流。现在让我们考虑该超表面被线性偏振涡旋波照射，它的琼斯矢量如下：
输出光束可以表示为
， （6）
这里，我们在等式6中已经假设。从等式6可以看出，输出的光束是一个CVV光束。这意味着这个超表面可应用于改变偏振的空间分布。这个有趣的现象可以用来解释当光束穿过超表面时候Pancharatnam-Berry相位的消失。通过改变入射光的偏振方向，cvv光束的偏振方向可以有效地被调谐。
3 实验结果与讨论
图1显示了一个实验装置示意图，它可以用于产生任意形态的CVV光束，在这个实验装置中，我们使用了傍轴高斯光束作为光源，它是由一个氦氖激光器在这个波长下面工作所产生的（）。这个激光束由一个格兰激光偏振片（GLP1）转换为直线偏振状态。四分之一波板（QWP1）和GLP1的透过轴的快轴之间的夹角被设置在45◦。线性偏振光束通过QWP1转换成左旋圆偏振光。第一个超表面（MS1）是用来将LHC（RHC）偏振光束利用一个螺旋相位转换为RHC（LHC）偏振。图1（a）和1（b）呈现的是两个超表面的示意图片，在我们的方案中，这个超表面是由自组装纳米结构通过石英玻璃写入的飞秒激光制造而成的。在原则上，这个超表面可视为二维非周期性nanograting，它可以产生空变相位和极化。
如上所述，在我们的实验装置的QWP1被放置在角度为plusmn;45◦的位置，以便产生一个左或右旋圆偏振光束。然后，将第一个超表面将在LHC（RHC）光束转换成RHC（LHC）偏振涡旋光束。为了可以获得偏振分布，斯托克斯参数将会被测定。如图1所示，我们可以在MS1的背后添加其他格兰激光偏振器（GLP4）和另一四分之一波片（QWP2）。通过旋转GLP4到两个角度（plusmn;45◦）和保持QWP2在x方向上，我们可以得到在CCD上的强度分布。作为斯托克斯参数S 3被定义为S3 =（I 45◦ - I-45◦）/（I 45◦ I-45◦），其中，plusmn;45◦表示当GLP4的透射轴被设定为plusmn;45◦时所记录的强度。一系列数据处理后，就可以得到像素S3。实验结果表明，MS1变换LHC极化光束到RHC极化，反之亦然，如图2所示。观察所生成的涡旋光束的相结构，我们测量涡旋光束和输入高斯光束分裂所产生的参考光束之间的干涉图案。第二个超平面被用来改变偏振状态的空间分布。通过旋转GLP2，CVV光束的偏振方向能够很容易地被调制。偏振片（GLP3）充当偏振分析仪，而CCD摄像机用于记录所发送的强度分布。实验结果如图3所示。图3（a）和3（b）分别表示出RHC的强度分布和LHC偏振涡旋光束在当拓扑电荷m = 1时的强度分布。LHC（RHC）偏振入射光的干涉图案显示在图3（e）和3（F）中。这叉状图案表明，在LHC（RHC）偏振光束中相旋涡的存在。此外，我们在m=2的情况下再进行一次实验。
第二超平面（MS2）被用来改变偏振状态的空间分布。在x轴方向上我们设置GLP2的透射轴倾斜的角度theta;。从GLP2所产生的新光束可以写成E0（R，phi;），这是一个线性偏振涡旋光束。从等式（6）可以看出，在经过MS2后输出光束表达可以写成：
（7）
从公式（7），我们可以看到，输出场是拓扑电荷为 1的CVV光束。人们可以通过旋转上面所述的GLP2得到具有任意偏振方向的涡旋光束。原则上，入射线性偏振光束可视为LHC偏振和RHC极化波的叠加。因此，输出的CVV束是LHC极化涡流和RHC极化涡旋光束的相干叠加。这就是说，当光束穿过MS2出现了一个自旋相关阶段，所谓的Pancharatnam-Berry相位。
我们现在考虑一个RHC极化光束在通过设置为 45◦的GLP1的透射轴照亮MS1。。图4表示当GLP2以不同的角度被旋转时所测量的强度分布。根据通过旋转检偏器GLP3测量的强度分布，其输出光束的偏振状态被描述为最低阶。在图4中我们可以观察到由螺旋相拓扑电荷引起的典型反“s”结构。当符合GLP2放置在0◦角时，在第二列中对应于径向偏振涡旋光束的模式。当旋转GLP2到45◦，我们可以得到偏光涡旋光束与方向转动45◦的本地偏振，就如同第三列所展现的那样。当GLP2放置在90◦角度时，如第四列所展现的那样，可以得到具有方位偏振的涡旋光束。而第五列对应于一个将GLP2放置在-45◦时所产生的偏振涡旋光束。我们还进行了另一组GLP1被放置在-45◦时候的实验。这意味着，LHC极化光束将会照射在MS1上。实验结果就像图5所展示的那样，我们发现强度图案改变为“S”形。它表明，螺旋相位的拓扑电荷是 1，这是相对于图4所示的情况。实验结果与理论预测相互吻合。从上述实验结果中，我们可以看到，我们的CVV光束转换器可以产生任何所需的CVV光束，这些不限于径向偏振光束和角向偏振光束，，也不限于拓扑电荷M =1的情况，这样的CVV射束变换器使我们能够同时操纵波前和光的偏振状态。
4 结论
总的来说，我们提出并实现了一个简单的具有两个级联超平面的圆柱形矢量涡（CVV）光束转换器。基于自旋 - 轨道相互作用，上面所说的第一个超平面可通过控制入射光的偏振螺旋性开关正负来控制。。第二超平面可以操纵具有当前偏振方向的矢量光束。整个光学系统可以产生具有任何偏振状态和任何螺旋相位的cvv光束。同时调整该波前和光的偏振状态能力有望在光通讯和模式切换等领域得到应用。
1 介绍
在过去的二十年中，柱对称矢量光束由于其独特的偏振特性，尤其是径向偏振光和角向偏振光，它已经引起了越来越多的兴趣。通过高数值孔径聚焦后的径向偏振光和角向偏振光，它们的电场分布有着不同。对于径向偏振光束，一个纵向分量的存在可能会导致更小的焦斑。对于角向偏振光束，在物镜的焦平面上存在着圆环点。理论和实验研究已经证明柱对称矢量光束有着很多应用，包括单分子成像，原子导引，原子操纵，光学镊子，材料加工和表面等离子。这些应用鼓舞着我们去研究如何产生柱对称矢量光束。光纤激光器已经引起了极大的兴趣，因为它们具有高效率，紧凑性和灵活性的特点。在以前用于产生柱对称矢量光束的光纤激光器中，可以选择我们想要的偏振模式，这将增加激光输出系统的复杂的不稳定性。
在本文中，我们会简要概述如何利用全光纤激光器来产生柱对称矢量光束。激光系统是由一个光纤环反射镜，977纳米的泵浦源， 980/1060纳米的WDM，，一对光纤准直器，偏振控制器，掺Yb光纤，和一系列模式的光纤。一对光纤准直器被用来选择柱对称矢量光束。通过对激光系统的光纤表面施加压力，我们可以完成径向偏振和角向偏振的相互转换。一个七十厘米长的掺Yb光纤被用作增加增益和波长在1030纳米。
2 实验装置
实验装置由图1所示，激光系统由一个光纤环反射镜，977纳米的泵浦源， 980/1060纳米的WDM，，一对光纤准直器，偏振控制器，掺Yb光纤，和一系列模式的光纤。一对在光纤激光系统中的光纤准直器被用来选择柱对称矢量光束。作为泵浦源，一个977纳米的激光二极管通过980或者1060的WDM来激励掺Yb光纤。一段70厘米长的掺Yb光纤，它的吸收率为470分贝/米，他被用作为激励源，其激射波长为1030纳米。掺Yb光纤所对应的数值孔径和纤芯直径分别为0.14和6微米。为了获得基波模与高次模之间的有效耦合，需要选择一个波长为1060纳米的光纤准直器，而另一为1550纳米波长。图1中的红色实线是SMF-28光纤，把它连接到1550纳米的光纤准直器上。SMF-28光纤的截止波长约为1260纳米，那就是说，SMF-28光纤在1060纳米的频带范围内是少模光纤。通过在调整角向和横向尺寸的偏差，在SMF-28光纤中可以激发高阶模式。其中一个腔反射镜的是一个具有80％的反射率光纤环发射镜，而其它裂解端面具有4％的反射率。光纤激光器的光谱是用光谱分析仪测定的。将线性偏振器被置于平行于激光束的光轴处，在我们的实验中使用的偏振分析器是格兰棱镜。通过旋转偏振器，在不同的偏振方向的强度分布分别由CCD记录。图2（a）表示出了光纤激光器输出的强度分布。环形光束表示高阶模式的输出。在我们的实验中所用的光纤有两种类型，单模光纤和频带宽度为1060nm的多模光纤（SMF-28）。为了激发SMF-28光纤的高阶模式，我们调整两光纤准直器之间的失准。当模式转换发生时，激光信号从左边的激光准直传播到右边。如图1所示，红色实线表示连接到1550nm的准直器的SMF-28光纤，黑色实现表示连带到10
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