1968年，Stanley Ovshinsky首次观察到一种硫族非晶半导体材料在非晶态和晶态之间具有显著的差异^[1]。此外，该材料能够通过激光照射实现两种状态之间的快速可逆相变，且这种相变引起的透过率变化是持久的，即使在移除激光刺激后也能保持其状态^[2-4]。在常温下，该材料存在晶态（crystal）与非晶态（amorphous）两种稳定状态，两种状态之间存在着极大的电学与光学特性差异^[5-7]。相变材料在晶态和非晶态之间的可逆转换方式有很多种，包括电场、温度、激光以及压力等^[8-9]。在这些外界刺激下，材料内部原子或分子会在有序与无序排布状态之间发生可逆的变化，在宏观上呈现为晶态与非晶态两个相^[10-12]。相变材料除了拥有可以在两种状态之间快速切换特性以及非易失特性以外，还拥有可达10⁹次的循环转换寿命，在室温下表现出良好的稳定性^[13-14]。

超表面通常是由具有亚波长尺寸的离散电磁散射体组成的二维阵列^[15]，通过精准调控电磁波的波前相位、振幅及偏振特性^[16]，展现出很强的光传播操控能力，这种厚度远小于工作波长的新型二维材料，在过去10年间成为国际研究热点 ^[17-18]。为了得到能主动调控的超表面，可调谐超表面根据调谐机制可分为电调谐、热调谐、光调谐、机械调谐和化学调谐^[19-20]。其中热调谐超表面通过结合半导体、透明导电氧化物、相变材料等热响应材料，利用热光效应、载流子变化和相变机制实现动态调控^[21-22]；电调谐超表面主要通过改变构成超表面的纳米结构的材料介电常数、周边环境的介电常数，以及结构尺寸来实现动态调谐^[23-24]。Tittl等^[25]在Ge₂Sb₂Te₅薄膜的上下分别加入了ZnO/SiO₂ 保护层，这一改进允许Ge₂Sb₂Te₅在激光脉冲的调控作用下进行反复相变，从而真正实现了近红外波段超表面的可重构^[26]。Capasso课题组设计了二氧化钛纳米柱结构，制造了数值孔径达0.8的高分辨率超构透镜，该透镜可在405，532和660 nm波长下实现衍射极限聚焦，并能清晰地分辨亚波长特征尺寸，首次实现了与商用透镜相媲美的成像能力^[27]。Li等^[28]提出了一种在单层介质超表面上实现多维自旋依赖分裂的新方法，通过动态相位与Pancharatnam-Berry相位的结合，可同时实现不同自旋态光子的纵向聚焦与横向偏移，该方法为光子自旋的多维灵活操控提供了新方案。

综上所述，近年来基于相变材料GST的主动调控超表面发展非常迅速，并且在超表面的主动调控方面具有与其他功能材料不同的独特优势，在动态超表面的研究领域已取得显著进展，但仍面临着大面积制备工艺复杂等关键瓶颈^[29-30]。而关于GST超表面的研究大量集中于太赫兹和近红外通信波段，中红外波段的研究一直处于空缺状态。中红外波段具有独特的分子指纹特性，在环境监测、生物成像、气体传感等领域具有不可替代的作用。本研究聚焦于零级反射调控场景，针对现有GST超表面在中红外波段4600 nm附近处非易失性动态响应与多维度参数协同控制方面的不足，以及微纳结构对几何参数敏感问题与调控深度进行了研究^[31]。

1 结构设计

周期性结构超表面与其单位结构如图1所示。

在本研究中，构建了一个双层的周期性结构，其基底由贵金属金（Au）构成，上层为相变材料锗锑碲（GST）。GST材料以圆柱形态周期性排列，形成了一种规则的阵列。此结构中基底金的高度H为4700 nm，圆柱的周期p为5300 nm，高度h为442 nm，直径d为3660 nm。

为了模拟光与该周期性结构的相互作用，采用了基于有限元法的仿真方法。仿真中采用了Kremers所测出的Ge₂Sb₂Te₅在不同状态下的介电常数^[5]，Au的介电常数由Magnozzi测得^[32]。因Ge₂Sb₂Te₅在4 600 nm波段附近的非晶态与晶态的光学性质相对稳定，并且在非晶态下损耗因子基本为零，故非常适合研究其在4600 nm波长附近的一些光学特性。本文使用了波长范围在4180 nm至4680 nm之间的垂直入射光，研究了光在结构中的衍射行为。这些入射光在周期性结构中发生衍射后，被金基底反射，并重新返回入射端口。入射端口随后收集了所有反射光，从而实现了对零级衍射反射率的精确测量。对此，能够详细分析和理解光在该周期性结构中的传播特性，这对于设计和优化具有特定光学性能的光子器件具有重要意义。

2 结果与分析

在对Ge₂Sb₂Te₅（GST）相变材料的光学特性进行仿真计算后，得到了一些显著的结果，如图2所示，当入射波长为4 600 nm时，GST在非晶态下的零级衍射反射率降至零，而在晶态下，该值则稳定在大约55%。这一变化揭示了此结构在不同相态下对特定波长光波的反射行为存在显著差异。

具体来说，非晶态GST在4600 nm波长处的反射率异常降低，并非由于总反射率的普遍下降，而是由于零级衍射的能量转移到了一级衍射，导致零级衍射反射率接近于零。这一能量转移在一级衍射光中体现得尤为明显，其中[−1,0]级与[1,0]级的衍射光反射率总计约占60%，表明能量转移是导致零级衍射反射率降低的主要原因。为了进一步分析4600 nm处的反射光分布，绘制了非晶态GST的反射衍射光分布图。从图3（a）中可以明显看出，GST在非晶态时，4600 nm波段的总反射率不仅没有减少，反而有所增加，且大部分反射光集中在一级衍射光，这进一步证实了前述的能量转移现象。对于晶态GST，在4600 nm波段的反射衍射光分布则表现出不同的特征。如图3（b）所示，晶态GST在该波长处的反射率没有明显变化，零级衍射反射率维持在55%左右，表明晶态GST对4600 nm波长的光波具有较高的反射率和稳定性。

为了深入分析仿真结果并量化周期性结构对光波的调制效果，引入了调制深度（modulation depth, MD）这一关键参数。MD是通信和光学领域中广泛采用的一个度量标准，它精确地描述了调制信号的幅度变化程度与载波信号幅度之间的相对关系。MD的数值直接关联到信号的传输质量以及整个系统的综合性能。具体来说，MD定义为调制信号的最大振幅与最小振幅之差的绝对值，与载波信号的最大振幅与最小振幅之和的比值，这一定义反映了调制信号在载波信号上引起的幅度变化的显著性，可表示为

$ M = ({E_{\max 1}} - {E_{\min 1}})/({E_{\max 2}} + {E_{\min 2}}) $

(1)

式中：M为调制深度；E_max1与E_min1为调制信号的最大值与最小值；E_max2与E_min2为载波信号的最大值与最小值。

该非晶态超表面在4600 nm波长处展现了卓越的滤波性能，其零级衍射反射率降至零，表明该特定波长的零级衍射光被完全截断，无法直接反射。此外，该超表面在4600 nm波长处的调制深度达到了1，能够实现对光波的完全控制。在（4600±50） nm的波长范围内，超表面的反射率均高于0.75，这进一步证明了其在该波长范围内具有出色的滤波性能和高反射率。这些特性使得该超表面在4600 nm处的滤波性能达到了最优化，能够有效地对特定波长的光进行选择性反射。

在深入探究零级衍射光消失现象的机理时，通过模拟得到了非晶态结构在不同波长入射光下的电场分布图（见图4）。对于非晶态结构，当入射光波长为4540 nm时，电场能量呈现x轴方向的倾斜；当波长增至4680 nm时，电场能量则表现为y轴方向的倾斜，并伴随着4个电场能量峰值；而在4600 nm波长下，电场强度呈现出非常均匀的分布。这一现象表明，在特定波长下，入射光与结构之间的相互作用导致了电场分布的显著变化。

为了研究光场分布变化对反射光场的影响，对两种不同光场模式的辐射特性进行分析。对于[m, n]阶反射平面波来说，在水平面（xy面）上的电场分布可表示为

$ {{\boldsymbol{E}}^{(m,n)}}(x,y) = \left( {E_x^{(m,n)}(x,y),E_y^{(m,n)}(x,y)} \right) $

(2)

光场模式空间分布可以通过不同阶的反射平面波叠加进行展开

$ \boldsymbol{E}\mathrm{^{tot}}(x,y)=\sum\limits_m^{ }\sum\limits_n^{ }r^{(m,n)}{{\boldsymbol{E}}}^{(m,n)}(x,y) $

(3)

式中：r^{（m, n）}为[m, n]阶平面波的反射系数；$ \boldsymbol{E}\mathrm{^{tot}}(x,y) $为总光场的电场，根据模式的正交性可知，不同传播方向的平面波交叠积分为零，因此[0, 0]阶反射平面波的反射系数可以通过式（4）得到

$\begin{split} {r^{(0,0)}} =& \iint\limits_{{\mathrm{Period}}} {{\mathrm{d}}x{\mathrm{d}}y}{\left( {E_x^{(0,0)}(x,y),E_y^{(0,0)}(x,y)} \right)^*} \cdot \\& \left( {E_x^{{\mathrm{tot}}}(x,y),E_y^{{\mathrm{tot}}}(x,y)} \right) \end{split}$

(4)

由此计算，可以画出其在4540～4680 nm波段处[0, 0]级反射系数的振幅与相位随波长的变化，如图5所示。

根据场分布图可知，在4600 nm波长两侧存在着两种不同的光场模式，见图4（a）与4（c）。在4600 nm波长条件下，光场分布可以近似为两种模式的叠加。结合图5中的反射系数相位在4600 nm波长处发生突变，可以判断两种模式辐射的[0, 0]级反射光相互抵消，使得其在4600 nm处的零级反射光的能量降低到了0，而能量被转移到了高阶的衍射模式中。

相比之下，晶态结构在相同波长下的电场能量分布则表现出不同的特性（见图6）。晶态结构的电场分布几乎不受波长变化的影响，这意味着晶态结构的零级衍射反射率保持稳定，不随波长的变化而有明显变化。

在微纳加工中，误差分析是实现理想光开关性能的关键。为了确保光开关的调制深度满足设计要求，必须对GST圆盘的高度、周期大小和直径等关键尺寸进行精确控制，并进行详尽的误差分析以确定加工公差。在微纳加工的实际操作中，通常首先在金（Au）基底上沉积特定高度的GST薄膜，随后通过表面加工形成所需的圆柱形结构。因此，精确控制GST圆盘的高度是加工过程的首要步骤。

零级衍射反射率随GST圆盘高度的变化而变化，其影响可以通过实验数据或数值模拟得到，并绘制成曲线图进行分析。这种分析对于理解加工误差对光开关性能的具体影响至关重要。通过对GST圆盘的周期大小和直径的变化进行类似分析，可以进一步优化加工过程，确保最终产品的调制深度和光学性能满足设计规范。

图7（a）为圆盘高度对此结构在4600 nm波长处响应特性的影响，从图中可以分析得出圆盘高度对此结构的影响比较大，在（442±15）nm对4600 nm的调制度就达到了70%，实际运用中圆盘高度误差最好维持在（442±10） nm。图7（b）为不同圆盘高度对应的不同波长变化图，由此可见，结构与入射波长之间的共振对于圆盘高度非常的敏感。

图8（a）是非晶态与晶态结构周期的变化对4600 nm波长入射光的影响，图8（b）是非晶态结构下不同周期对应的一个波段的零级衍射反射率变化图，从这两幅图可以分析得到此结构的周期变化对入射光与结构共振的影响特别小，从5200 nm到6200 nm对4600 nm波长的调制度都达到了0.9以上，并且调制的波长区域也没有很大变化。

图9为圆盘直径对结构的影响，其中直径对于4600 nm波长的影响相对于高度来说更小，在（3660±60）nm处左右对其调制度达到了0.7，实际运用中，将直径控制在（3660±20）nm范围内可获得最优效果，其对波段的影响与高度对它的影响趋势相同，但影响的幅度更小。

3 结　论

综上所述，GST的相变对其光学反射特性有显著影响，以此设计了在中红外波段4600 nm处的衍射滤波开关，并计算了不同参数结构下的衍射反射率，并且分析了零级衍射的消失原因。此结构在4600 nm波长处的调制对比度高达1，改变圆盘高度或直径可以对不同波长受益，并且对结构周期的长度并不敏感。当此结构用于衍射开关器件时，可以利用4f系统，在傅里叶平面处设置小孔，只让零级衍射透过，从而排除其他一级衍射光的干扰。本文利用相变材料光学特性变化对周期性阵列结果中各个衍射极之间能量分配的影响，提出了一种新型的可调控超表面设计方法，为高精度的波前调控提供了全新的方案，填补了中红外动态调控的空白，在遥感、生物医学成像等领域能够得到应用，为动态光子器件在动态光调制以及红外成像等领域的应用提供了新方案，解决了微纳结构对几何参数敏感的问题，降低了加工难度，提升了调控精度与稳定性，实现了4600 nm波长处的高对比度衍射滤波开关，拓展了GST超表面的应用场景。未来可以更进一步地验证材料特性与驱动机制的匹配性，并探索更多维度的参数协同调控的能力，为动态调控与成像等智能光学器件提供新方案。