基于级联等离激元雅努斯超表面的非对称多通道全息成像

《Advanced Photonics》：Asymmetric multi-channel holography by cascaded plasmonic Janus metasurfaces

　　

Janus超表面凭借其独特的双向非对称光学操控特性，在加密通信、成像和显示领域引起了广泛关注。特别是其多功能化对于提升光学系统的紧凑性和集成度具有重要意义。然而，在光学波段实现多功能Janus超表面仍面临巨大困难与挑战，其本质在于多层级联超表面的防误差设计与加工方法受限。在此，我们构建了一种基于完全埋入SiO?中的级联等离子体纳米天线阵列的三层Janus超表面。其中，级联等离子体纳米天线在每个波长处由两种对映体组成。每种对映体由两层具有相位调制的L形纳米结构和一层具有偏振选择功能的二聚体纳米结构沿光轴交替堆叠而成。我们实验证明，该Janus超表面实现了双向非对称多通道全息加密，在近红外波段首次同时利用传播方向、相位、偏振和波长作为编码参数，有望为多功能光学显示、高级光学信息加密和大容量全双工通信提供前沿路径。

1. 引言

超表面作为"平面纳米光子学"的新范式，被认为是操控光场的颠覆性新一代技术，对通信、显示、存储和信息安全等关键应用具有深远意义。[1,2] 超表面由亚波长厚度的微/纳米尺度元件阵列组成，能够逐像素地对光的多个自由度（包括相位、振幅、偏振、波长和轨道角动量）进行编码。[3] 此外，超表面具有超薄膜结构易于加工等优势，使其成为多功能光学的理想平台。在过去数十年中，已展示了多种超表面器件及其应用，包括金属透镜，[4–7] 波片，[8] 全息成像，[9] 光束产生与操控，[10–13] 光学计算，[14,15] 测量[16] 以及光学神经网络。[17] 在高级显示、动态光通信和实时传感对可重构光场操控日益增长的需求驱动下，超表面最近在动态全息显示和实时光场操控方面取得了进一步突破性进展。这些进展涵盖了多个前沿领域，包括超快交互全息，[18] 电控可调多色切换，[19] 光寻址像素级编码高速复振幅全息，[20] 深度学习赋能高保真全彩三维重建，[21,22] 以及通过自由曲面光学集成实现的多焦面增强现实显示。[23] 然而，由于超原子结构相对于其结构平面具有镜面对称性，其在传播方向上的非对称性相对较低，因此以往的超表面器件通常表现出强光学互易性，即在反向传播方向上呈现相同的电磁响应。传播方向（k方向）作为超表面设计中实现复用和新型功能的至关重要自由度，长期以来鲜少被探索。

近期，Janus超表面这一新前沿领域应运而生。[24–26] 这些结构将光的传播方向引入设计作为新的物理维度，从而实现了双向器件，使其根据从不同侧面入射的光执行非对称传输和不同的波前操控。经典地，非对称传输通常在不互易系统中通过打破时间反演对称性来实现，用于构建隔离器[27,28] 和环行器。[29] 然而，这些系统通常需要集成不互易材料（如磁光材料）并结合外部偏置（如静态磁场），存在体积庞大、难以集成和工作波段有限等固有缺陷，最终限制了其在现代集成光学系统中的应用。相比之下，打破超原子沿光传播方向的空间对称性提供了一种更简便的实现非对称传输和波前操控的方法。[30–33] 该方法无需复杂的外部磁场或有源材料，此外还具有紧凑占地面积、灵活设计和易于集成的优势，适用于先进集成光学系统。迄今为止，已提出了一系列基于超表面的非对称器件，如非对称传输，[34,35] 波前调制器，[36] 非对称金属透镜，[37,38] 方向集成多功能器件[39–44] 以及有源Janus超表面。[45,46] 尽管取得了这些成就，但上述大多数器件工作在微波或太赫兹波段。在光学波段工作的非对称多通道全息仍然是一个重大挑战。一方面，光学波段对结构尺寸和加工精度有极高要求，特别是对于多层结构加工，多层超表面的制备需要亚单元精度。这一约束突显了横向更大结构的优势（如太赫兹波段器件），同时也自然对可见光或近红外（NIR）波段的超表面提出了更严格的要求。此外，相比较厚的介质结构，这一约束更青睐较薄的等离子体结构。介质超表面通常具有数百纳米的高度，堆叠此类结构会引入同样厚度的介质间隔层。由于间隔层的绝缘性质，这些间隔层会迅速降低对准标记的可见度，并需要定期重新图案化标记，从而自然地引入放大的对准误差。另一方面，更薄的等离子体结构允许在多周期套刻中重复使用这种"零层"标记，使后续层能够精确对准到同一参考点，有效防止套刻误差的传播，并将总对准误差紧密控制。另一方面，现有研究大多聚焦于相位和偏振复用，但在近红外波段同时由相位、偏振、波长和传播方向等多光参数编码的多通道Janus超表面鲜少被研究。因此，在单一工作于近红外波段的超表面器件中实现多独立信息通道的非对称全息仍然是一个关键但未被充分探索的挑战。

在此，我们提出并演示了一种新颖的级联等离子体Janus超表面设计，该设计在保持单一像素内多参数调制集成的同时打破沿光传播方向的空间对称性，实现了方向非对称多通道近红外全息。我们从理论上证明，通过级联多层等离子体超原子——分别作为相位调制器（L形纳米天线）和偏振器（二聚体纳米结构）——可以在多偏振通道（输入/输出偏振组合）下实现高度非对称的传输和相位调制。此外，我们展示所提出的级联等离子体Janus超表面的复用通道可以通过在二维（2D）平面内随机排列工作于两个目标波长的两种级联Janus超原子对映体来进一步扩展。因此，多个不同的全息图像可以被编码到不同的信息通道中。结果，只有当特定的传播方向、入射偏振和工作波长同时匹配时，才能实现编码全息图像的精确重建，这展示了极高的通道隔离和信息加密能力。我们利用可重复使用的零层标记系统进行了高精度对准的样品制备，并通过我们的"填坑"方法进一步验证了对准精度。我们进一步在近红外波段进行了实验验证，验证了设计原理及其可行性。我们演示的双向非对称多通道全息有望为光学显示、大容量信息存储、高级光学加密和大容量全双工通信等相关应用提供新的前沿路径。

2. 结果与讨论

图1(a)展示了所提出的级联等离子体Janus超表面（CPJMs）实现双向非对称多通道全息的工作原理。当垂直线偏振光沿正方向通过CPJMs时，在偏振和波长组合的传输通道中重建了四个不同的全息图像。这些全息图像分别对应于一个八分音符（通道$T_{Y_Y,\lambda_1}$）、一个低音谱号（$T_{X_Y,\lambda_1}$）、一头大象（$T_{Y_Y,\lambda_2}$）和一只松鼠（$T_{X_Y,\lambda_2}$）。保持传播方向不变，当入射光切换到水平偏振态时，在垂直偏振态中重建了两个额外的全息图像：一个高音谱号（$T_{Y_X,\lambda_1}$）和一只兔子（$T_{Y_X,\lambda_2}$）。进一步地，当CPJMs被来自相反（反向）方向的光照射时，三层结构的空间非对称性导致交叉偏振通道（$T_{X_Y}$和$T_{Y_X}$）中的图像被交换，同偏振通道（$T_{Y_Y}$）中的图像被镜像翻转，从而实现双向非对称全息功能。最终，我们成功利用所提出的方案在单一超表面中演示了双向非对称多通道全息图像。此外，对应的全息图像只有在同时使用正确的偏振、波长和传播方向时才能被重建。

图1（下载）全尺寸图片。CPJMs的示意图。(a) CPJMs集成多个物理参数调制以实现双向非对称多通道全息的工作原理。在正向传播中，在不同偏振和波长组合通道中获得六个不同的全息图像。在反向传播中，通过交叉偏振通道中全息图像的交换和同偏振通道中全息图像的镜像翻转，实现了另外六个通道。(b) 所提出的三层级联结构示意图，由夹在两个L形纳米结构之间的二聚体纳米结构组成。L形纳米天线可以通过将入射线偏振光转换为其交叉偏振态来实现相位调制，而二聚体纳米天线用于偏振光选择。这种级联构型通过引入空间对称性破坏来实现非对称波前操控。

如图1(b)所示，我们设计的CPJMs由三层级联金纳米天线阵列组成，中间层夹有二聚体纳米结构，两层为L形纳米结构。整个三层级联结构被埋入SiO?中，以便在样品加工过程中实现更高的对准精度。一方面，这种级联结构通过引入沿光传播方向的空间对称性破坏来实现非对称波前调制。另一方面，由于L形天线的两层级联，超原子在相位操控方面具有更大的自由度，从而便于多个相位通道的独立编码。通常，所提出CPJMs的双向非对称多通道复用功能可以通过Jones形式化的简单模型来理解。在此，L形等离子体纳米天线可以将入射线偏振光转换为其同偏振和交叉偏振态。因此，沿正向传播方向照射的L形纳米结构的传输矩阵可以表示为公式(1)

$$t^F_L = \begin{pmatrix} t^F_{Lxx} & t^F_{Lxy} \\ t^F_{Lyx} & t^F_{Lyy} \end{pmatrix}$$

其中上标F表示正向传播方向，矩阵元素的第一（第二）下标表示散射（入射）光的偏振态。中间层夹着的二聚体纳米结构作为偏振器，仅传输水平偏振光，同时完全反射垂直偏振光。因此，二聚体的传输矩阵可以表示为公式(2)

$$t^F_D = \begin{pmatrix} 1 & 0 \\ 0 & 0 \end{pmatrix}$$

其中$t^F_D$下标中的大写字母"D"表示"二聚体"。注意此传输矩阵为理想情况，忽略了吸收损耗。假设不同等离子体纳米结构层之间的Fabry–Pérot效应可以忽略不计，则CPJMs的传输矩阵可以通过各天线层的传输矩阵相乘来计算。例如，我们考虑线偏振入射光（x偏振态$|X\rangle$）的情况来计算目标输出的同偏振（x偏振态$\langle X|$）和交叉偏振（y偏振态$\langle Y|$）分量。以下方程的具体推导过程可参见补充材料中的注释1。对于理想化系统，正向传播方向的结果可以表示为公式(3)

$$\langle X| t^F_{L^a} \cdot t^F_D \cdot t^F_{L^b} |X\rangle = t^F_{L^a xx} \cdot t^F_{L^b xx}$$

公式(4)

$$\langle Y| t^F_{L^a} \cdot t^F_D \cdot t^F_{L^b} |X\rangle = t^F_{L^a yx} \cdot t^F_{L^b xx}$$

其中$L^a$和$L^b$分别表示CPJMs顶部（$L_{above}$）和底部层（$L_{below}$）的L形纳米天线[如图3(a)所示]。如果入射线偏振切换到y偏振态$|Y\rangle$，正向传播方向下目标输出的同偏振和交叉偏振分量将变为公式(5)

$$\langle X| t^F_{L^a} \cdot t^F_D \cdot t^F_{L^b} |Y\rangle = t^F_{L^a xx} \cdot t^F_{L^b xy}$$

公式(6)

$$\langle Y| t^F_{L^a} \cdot t^F_D \cdot t^F_{L^b} |Y\rangle = t^F_{L^a yx} \cdot t^F_{L^b xy}$$

因此，CPJMs在正向传播方向下的传输矩阵可以表示为公式(7)

$$T^F_{CPJMs} = \begin{pmatrix} T^{tot,F}_{XX} & T^{tot,F}_{XY} \\ T^{tot,F}_{YX} & T^{tot,F}_{YY} \end{pmatrix} = \begin{pmatrix} t^F_{L^a xx} \cdot t^F_{L^b xx} & t^F_{L^a xx} \cdot t^F_{L^b xy} \\ t^F_{L^a yx} \cdot t^F_{L^b xx} & t^F_{L^a yx} \cdot t^F_{L^b xy} \end{pmatrix}$$

其中上标"tot"指器件的总传输。可以看到，CPJMs克服了Jones矩阵的互易性约束，即非对角复传输系数$T^{tot,F}_{YX} \neq T^{tot,F}_{XY}$，从而实现非对称波前调制。我们可以在传输通道中编码多个独立的相位分布，分别为$T^{tot,F}_{XX}$、$T^{tot,F}_{YX}$、$T^{tot,F}_{XY}$和$T^{tot,F}_{YY}$。值得注意的是，等离子体纳米天线中同偏振复传输$t^F_{L^b xx}$和$t^F_{L^a xx}$的相位调制无法覆盖0到$2\pi$的范围，因为金属超原子中仅涉及单个洛伦兹共振。[3] $T^{tot,F}_{HH}$通道无法用于编码全息图，因为该通道仅包含$t^F_{L^a xx}$和$t^F_{L^b xx}$。因此，三幅全息图像分别通过交叉偏振复传输$t^F_{L^a yx}$、$t^F_{L^b xy}$及其级联分量$t^F_{L^a yx} \cdot t^F_{L^b xy}$的相位偏移被编码到$T^{tot,F}_{YX}$、$T^{tot,F}_{XY}$和$T^{tot,F}_{YY}$传输通道中。

基于类似的推导原理，可以得到反向传播方向下CPJM的传输矩阵，即公式(8)：
TB,CPJMs = (Ttot,BXX, Ttot,BXY; Ttot,BYX, Ttot,BYY) = (tLbBxx·tLaBxx, tLbBxx·tLaBxy; tLbByx·tLaBxx, tLbByx·tLaBxy)
其中上标B表示反向传播方向。考虑到单层L形纳米天线的透射具有互易性，因此公式(8)可进一步改写为公式(9)：
TB,CPJMs = (Ttot,BXX, Ttot,BXY; Ttot,BYX, Ttot,BYY) = (tLbFxx·tLaFxx, ?tLbFxx·tLaFyx; ?tLbFxy·tLaFxx, tLbFxy·tLaFyx)

通过对比公式(7)和(9)，可以发现当光从反向入射时，交叉偏振通道之间会发生图像交换。换言之，在正向入射下原本在Ttot,F,X,Y通道中观测到的图像，在反向入射下会交换到Ttot,B,Y,X通道中。相应地，在正向传播时初始存在于Ttot,F,Y,X通道中的图像，在传播方向反转后出现在Ttot,B,X,Y通道中。这种行为说明了此类光学系统中基于偏振的全息成像固有的对称性和方向依赖性。因此，本研究提出的三层级联等离激元纳米结构将偏振、相位和传播方向集成为复用通道，从而赋予单个超原子多个独立的自由度用于全息信息编码。在此多维控制的基础上，通过在二维平面内随机交错排列两类针对不同波长的Janus超原子对映体，进一步实现了波长复用策略。这种协同方法成功地扩展了通道容量，使得能够以更多通道实现非对称全息成像。

相位检索算法在超表面全息图的设计中起着不可或缺的作用，它可以将期望的光学功能（如目标远场强度分布）转化为超表面必须施加到入射波前上的所需相位分布。图2以流程图的形式示意性地展示了检索优化算法的流程；采用了改进的迭代梯度下降优化算法来获取编码到CPJM中的相位信息(φi,j^a, φi,j^b)。

CPJM被设计为三层几何结构，其中第一层和第三层包含L形超原子阵列。此处，φi,j^a和φi,j^b分别是编码到第一层(Labove)和第三层(Lbelow)中的相位分布。φi,j^a和φi,j^b的上标(i, j)分别代表900 nm和1200 nm两个目标波长。需要注意的是，不同波长下的相位分布是分别优化的，然后在二维平面内将各层对应的超原子随机交错排列。通过在输入光场施加一对互补的振幅约束，实现了两类L形超原子的空间交错排列，从而引导波前工程以创建可分离的空间波长通道。我们对初始输入光场进行快速傅里叶变换，获得了傅里叶空间中的输出光场分布，并计算了目标图像与计算图像之间的均方误差Ek (k=a, c, b)。然后将总误差Et纳入梯度下降优化迭代中。梯度?ΦEt(Φ)是总误差Et关于相位掩模值Φ=φa+φb的导数。在梯度优化过程中，学习率被自适应调整，并避免陷入局部最优的梯度下降，以最小化目标图像与计算图像之间的差异。

接下来，我们采用严格耦合波分析(RCWA)方法进行二维参数优化，以实现编码到CPJM中的相移。如上所述，编码在Ttot,F,Y,X、Ttot,F,X,Y和Ttot,F,Y,Y三个通道中的全息信息分别通过交叉偏振复透射系数tLaFxy、tLbFyx和tLbFyx·tLaFxy的相移来实现，这表明我们可以独立优化两层L形纳米天线的结构参数（详见补充材料中的注释2）。此外，对于我们三层级联结构[如图3(a)所示]，需要考虑耦合效应以及对非期望偏振态的强抑制，以获得高转换效率（详见补充材料中的注释2）。我们通过RCWA方法模拟了各种L形几何结构配合等离激元二聚体结构的交叉偏振复透射系数，并为每个工作波长选取了三组合适的参数集，如图3(b)所示。需要注意的是，每层L形纳米天线的结构参数优化是依次进行的。具体而言，在优化Lb层时，La层参数保持固定，反之亦然（详见补充材料中的注释2）。如图3(c)所示，通过在900 nm和1200 nm设计波长下选择六组参数集，实现了覆盖0到2π范围的完整相移。其中三组为总透射系数TtotX,Y和TtotY,X提供了0到π之间的相移。额外的π相移是通过采用旋转90度的L形结构获得的。最后，利用覆盖完整相位范围的六个相位级别将傅里叶全息图编码到我们的CPJM中。值得强调的是，对于这种纯相位全息图，结构参数的选择明确以维持均匀透射振幅且偏差小为目标。

图3 设计的三层级联超原子的模拟透射振幅和相移。(a) 级联超原子示意图，其包含嵌入在SiO?基底中的三层纳米天线：L形纳米天线(Lbelow, Lb)、二聚体纳米天线(LDimer, LD)和另一层L形纳米天线(Labove, La)。每层纳米天线厚40 nm，层间通过50 nm厚的SiO?间隔层垂直分隔。(b) 通过RCWA方法对纳米结构La和Lb进行二维参数优化得到的透射系数TX,Y和TY,X的振幅和相移模拟结果。纳米天线的长度(L?和L?)均在60至450 nm范围内扫描，入射波长分别为900 nm和1200 nm。(c) La层和Lb层所选纳米天线在900 nm和1200 nm工作波长下的振幅和相移。

光学波段工作的多层级联超表面的实现需要具有极高套刻精度和纳米级尺寸控制的制造工艺。即使是微小的制造偏差也可能引入显著的光学相位误差和器件性能退化，使多层集成成为一项重大技术挑战。如图4(a)所示，我们建立了一套具有极高套刻对准精度的三次重复套刻工艺来制造三层级联超表面。等离激元超表面的制造涉及电子束光刻、短程反应离子刻蚀(RIE)工艺、电子束蒸发金属沉积和lift-off工艺，然后通过等离子体增强化学气相沉积(PECVD)沉积SiO?间隔层。后续层通过扫描多个写场对准标记精确定位在第一层(Lb)上方。可靠的层间距的关键优化之一是抗蚀剂图案化和显影后的RIE步骤。通过以电子束抗蚀剂为掩模在SiO?基底中刻蚀40 nm深的孔，随后蒸发40 nm金并结合lift-off工艺，可以留下一个平坦的表面以继续制作下一层。此处，通过PECVD沉积SiO?提供了一种灵活的方式来沉积任意所需的间隔层厚度。需要注意的是，将金天线放置在未刻蚀的SiO?基底上并通过PECVD沉积间隔层将导致粗糙表面，留下金天线高度轮廓的清晰印记，并导致与设计几何形状的严重偏差。我们要强调的是，在薄晶圆上进行进一步层堆叠最终可能因累积的沉积应力而引发翘曲，从而导致景深限制。此外，由于介质层厚度增加，任何基底上的标记可见性通常会降低，因此在几层之后需要重新放置标记。如果在凹凸不平的表面上进行，这可能导致标记变形并影响后续的套刻精度。因此，我们认为先进行初始RIE再进行金蒸发对我们的目的来说是最稳定的方法。图4(b)展示了所制备样品的扫描电子显微镜(SEM)图像和层间对准分析。从上方面板展示的SEM图像中，可以看到所制备的样品具有清晰的结构和优异的加工质量（详见补充材料中的注释4）。此外，下方面板将LD层和La层的对应GDS设计文件轮廓与所制备结构的实际SEM图像叠加显示，展示了制造过程实现的微小的写场对准误差，估计低于10 nm。尽管工作在微波或太赫兹波段的类似器件由于其尺寸通常更大，对制造精度的要求不那么严格，但我们在近红外波段的应用确实提出了挑战，尤其是在侧向对准方面。在此，我们实现的对准精度很好地满足了生成高质量全息图所需的严格的侧向对准精度要求。所使用的写场大小为500 μm；然而，对于更大的写场，对准自然会变得更加敏感于微小的写场旋转误差，并可能迅速导致更大超表面区域的对准不一致。图4(c)展示了样品的光学表征实验装置（详见第4节）。

图4 CPJM的处理示意图和光学表征系统。(a) 级联三层结构的工艺流程图。(b) 所制备样品的SEM图像，包括俯视图(上面板)和层间对准分析(下面板)；每个标尺对应1 μm。(c) 用于观测全息图像的光学表征系统。使用λ/2波片和线偏振片来设置入射/透射光的精确偏振组合。透镜1将光束聚焦到超表面的大小。4f系统和另一种成像构型将近红外显微物镜(NA=0.65)的后焦面成像到电荷耦合器件(CCD)相机上。在4f系统后面的傅里叶面上放置一个圆形银孔径以阻挡衍射级次。

在各种偏振和波长配置下，正向和反向传播方向获得的全息图像如图5所示。首先，我们在λ?=900 nm波长下测量全息图像。在正向入射配置中，样品从基底侧被线偏振光照亮。偏振态(表示为|X?和|Y?)使用半波片设置。通过在成像相机前放置作为检偏器的线偏振片来检测不同偏振通道的全致图像。如图5(g)至5(i)所示，在Ttot,F,Y,X,λ?、Ttot,F,X,Y,λ?和Ttot,F,Y,Y,λ?偏振通道中分别成功观测到三个不同的全息图像(高音谱号、低音谱号和八分音符)，这与设计相符。保持入射和检测偏振态不变，样品绕垂直轴进一步旋转以实现反向入射配置。如图5(s)至5(u)所示，低音谱号的全致图像切换到Ttot,B,Y,X,λ?通道，而高音谱号在Ttot,B,X,Y,λ?通道中被观测到，同时Ttot,B,Y,Y,λ?通道中的全息图像表现出镜像反转。光照方向的翻转同时引发了交叉偏振通道(TtotX,Y,λ?和TtotY,X,λ?)之间全息图像的交换以及共偏振通道(TtotY,Y,λ?)内的镜像效应。这种响应成功地表明了所设计器件的非对称多通道全息功能。图5(a)至5(c)和图5(m)至5(o)展示了λ?=900 nm波长下正向和反向传播方向的模拟结果。可以发现实验结果与模拟结果非常吻合。基于相同的实验步骤，我们进一步在λ?=1200 nm波长下测量全息图像。对于正向入射，如图5(d)至5(f)所示，在Ttot,F,Y,X,λ?、Ttot,F,X,Y,λ?和Ttot,F,Y,Y,λ?偏振通道中分别观测到另外三个全息图像(兔子、松鼠和大象)。当光切换到反向入射时，也观察到了非对称全息的出现；即，兔子的全息图像在Ttot,B,Y,X,λ?通道中被观测到，松鼠在Ttot,B,X,Y,λ?通道中被观测到，而在TtotY,Y,λ?通道中观测到镜像大象。实验结果也与图5(d)至5(f)和图5(p)至5(r)所示的模拟结果吻合良好。

值得注意的是，在 ??tot,???????,??2 和 ??tot,???????,??2 通道中存在一定程度的低音谱号串扰图像，这主要是由于针对 900 nm 波长选择 ???? 层纳米天线的参数所致。为了实现 0 到 2??? 的完整相位覆盖并尽可能使相位量化均匀，一些在 900 nm 波长下工作的纳米天线在 1200 nm 波长下具有相对较高的幅度（更多细节参见补充材料中的注释 5）。此外，我们还发现，在 ??tot?????,??2 通道中大象全息图像的灰度对比度存在较大的背景噪声。这是因为 ??tot????? 通道中的全息图像受 ???? 和 ???? 层纳米天线级联共调制的支配。因此，即使考虑了多层结构中的法布里-珀罗共振效应，与其他两个通道相比，其偏振转换效率仍然相对较低。至于对准精度对该通道的影响，我们通过模拟证实，即使在 100 nm 的对准偏差下，仍能获得清晰的全息条纹（更多细节参见补充材料中的注释 3）。鉴于我们制造过程中的实际对准误差控制在 10 nm 以内，这很容易满足在 ??tot????? 通道中获取高质量全息图的条件。我们使用 FTIR 测量来表征 CPJMs 的宽带能力，除了 ??tot,??????? 通道外，还捕获了后向入射下所有三个偏振通道的透射率。我们发现，在 900 到 1300 nm 的较大波长范围内，交叉偏振转换率几乎恒定在约 1.3%。对于交叉偏振通道，这一透射率指向了可实现的全息图绝对效率的上限。进一步的实验表征表明，所有全息图在其各自设计波长下的绝对效率在 0.25% 到 0.93% 之间。我们还测定了针对 1200 nm 目标波长寻址的全息图的串扰，发现 ??tot,???????,??2 通道的串扰为 0.41。通过研究器件在 1200 nm 附近的宽带行为，我们发现当将基频波长改为 1280 nm 时，该串扰改善了 3 倍，与其他偏振通道的串扰水平相当（更多细节参见补充材料中的注释 5 和 6）。

**图 5** 双向非对称多通道全息术在正向和反向传播方向下的模拟与实验结果。(a)–(f) 在 900 和 1200 nm 设计波长下正向传播方向中的模拟全息图像。(g)–(l) 在 900 和 1200 nm 设计波长下正向传播方向中的全息图像实验结果。(m)–(r) 在 900 和 1200 nm 设计波长下反向传播方向中的模拟全息图像。(s)–(x) 在 900 和 1200 nm 设计波长下反向传播方向中的全息图像实验结果。(a)–(x) 右下角的两个箭头指示光的输入（第一个箭头）和输出（第二个箭头）偏振态。

**3. 结论**

我们提出并制备了多层级联等离激元 Janus 超表面，用于在近红外波段实现方向非对称多通道全息术。该设计的创新之处在于，由两层 L 形纳米天线阵列和一层二聚体纳米天线阵列构建的级联架构，通过引入沿传播方向的空间非对称性，实现了非对称波前操控。我们通过复用多个物理维度，在单一超表面中集成了多个独立的全息通道。最重要的是，我们开发了一种三重叠加加工技术，具有卓越的叠加对准精度，用于制备在近红外波段工作的三层级联结构，并实现了良好的加工质量和约 10 nm 的层间对准精度。我们通过测量在不同偏振和波长组合下产生的多种不同全息图像来表征 CPJMs。此外，实验结果表明，在交叉偏振通道中测量的全息图像在反向入射方向上发生了交换。这些结果清楚地证明了我们的 CPJMs 的多通道集成和非对称波前操控能力。与之前研究具有反向传输方向非对称光学行为的 Janus 超表面的工作相比，我们提供并实验演示了一种在近红外波段工作的级联构型，实现了完整的空间非对称波前操控，并将多通道全息图像集成在单一 Janus 超表面中。通过级联独立定制的纳米天线阵列，我们确保了空间对称性破缺和多维物理参数调制的同时实现。本研究中提出的 CPJM 构型可能为光学显示、大容量信息存储、高级光学加密以及大容量全双工通信开辟新的前沿路线。

展望未来技术替代方案，我们注意到在近红外波段，全介电平台更具吸引力，因为它们提供更低的本征损耗、更高的潜在传输效率，并通过米氏共振实现完整的 0 到 2??? 相位覆盖，使得能够在所有四个偏振通道（???????、???????、??????? 和 ???????）中进行独立的全息编码，而不受金属设计中单洛伦兹线型的限制。此外，全介电超表面更强的场束缚和更窄的共振线宽使得更密集的波长复用和更低的串扰成为可能。本研究展示了对两个波长（900 和 1200 nm）的控制，但这并非上限。通过进一步减小 meta-atom 的特征尺寸、采用更紧凑的排列策略，并结合逆设计方法用于超表面设计和结构参数优化，预计可以在相同面积中集成更多种类的 meta-atom，从而支持更多的波长通道。此外，具有显著压缩线宽的全介电平台可能将该间隔减小到 50 到 100 nm，从而在相同光谱范围内支持更多通道。目前，多层介电结构的制造面临重大挑战：堆叠数百纳米厚的介电层需要厚的间隔层，这会严重降低对准标记的可见性并导致对准误差累积。相比之下，我们更薄的金基结构可以重复使用"零阶"标记，且所开发的坑填充三层工艺在近红外波段实现了亚 10 nm 的层间对准。因此，在现有制造能力下，我们认为等离激元路线是最优选择。未来介电纳米制造技术的进步可能带来更高的效率、更多的通道和更好的波长可扩展性。我们的三层对准策略也可能为最终实现全介电多层架构提供有益的启示。

**4. 附录：材料与方法**

**4.1. CPJMs 的制造**

我们旋涂了一层 260 nm 的聚甲基丙烯酸甲酯（PMMA）电子束抗蚀剂层（在 180°C 下烘烤 2 分钟），并添加了一层 40 nm 的 Elektra92 层（在 90°C 下烘烤 2 分钟）以提高导电性。在第一次电子束光刻（剂量为 50 kV 下的 460 μC/cm2）中，刻蚀了 ???? 层和多个用于后续写入场对准的对准标记。刻蚀后，去除 Elektra92 层（用去离子水冲洗 60 秒），然后显影电子束抗蚀剂（90 秒 MIBK，20 秒 IPA）。我们通过 RIE 结合使用 Ar 和 CHF3 气体将图案转移到 SiO2 基板上。在刻蚀 40 nm 的 SiO2 后，我们通过电子束蒸发沉积 40 nm 的 Au。这样，我们避免了多层光刻工艺导致表面粗糙度严重增加的问题。由于在先前的 RIE 过程中使用了 Ar 气体，因此重要的是旋涂足够厚的 PMMA 层，以允许 Au 层的适当剥离。在我们的刻蚀配方中，PMMA 的刻蚀速率大约是 SiO2 刻蚀速率的两倍，导致剩余的 PMMA 层约为 170 nm。在 60°C 下用丙酮完成剥离后，我们使用 PECVD 在 300°C 下沉积了一层 90 nm 厚的 SiO2 层。尽管使用旋涂玻璃也会产生平坦的表面（不需要在 SiO2 基板上刻蚀坑），但所得间隔层厚度不能像 PECVD 工艺那样自由地选择，可能需要多次旋涂步骤或再次使用 RIE 来减小层厚度。我们重复上述过程两次。后续刻蚀包括在已制造的对准标记上进行写入场对准，从而实现 ???? 和 ???? 层的精确定位。注意，我们在最后一次刻蚀后没有沉积 SiO2 层，使 ???? 层的顶面暴露于空气中。

**4.2. CPJMs 的实验表征**

我们使用焦距为 400 mm 的透镜将光束聚焦到与超表面相当的大小。全息图像的成像使用了一台近红外显微镜物镜（NA=0.65）结合 4??? 设置以及另一种成像配置。我们在 4??? 设置的傅里叶平面后方放置了一个圆形银光阑以阻挡衍射级次，并使用焦距为 35 mm 的透镜以 2???–2??? 配置将全息图像重新成像到相机上。