metasurface design

principen för drift av de vinkelkänsliga enheterna som utvecklats i detta arbete illustreras i Fig. 2. Fotodetektorns aktiva material (en ge-fotokonduktor) är belagd med en sammansatt metasurface bestående av en metallfilm staplad med en rad rektangulära metalliska nanopartiklar (NPs). Metasytan består av tre olika sektioner – en periodisk gitterkopplare, en gitterreflektor och en uppsättning slitsar genom den underliggande metallfilmen. Guld används som valmaterial för alla metalliska egenskaper på grund av dess gynnsamma plasmoniska egenskaper vid infraröda våglängder15. Två dielektriska skikt (SiO2) införs också omedelbart under och ovanför Au-filmen, för att tillhandahålla elektrisk isolering från det aktiva skiktet och för att styra film-NP-kopplingen. Eftersom metallfilmen är optiskt tjock (100 nm) kan fotodetektion endast ske genom en indirekt process där ljus som infaller i önskad vinkel först diffrakteras av NPs (i den periodiska gitterkopplingsdelen) i ytplasmonpolaritoner (SPPs)—dvs styrda elektromagnetiska vågor som sprider sig längs Au-air-gränssnittet. Ett litet antal subwavelength slitsar i metallfilmen används sedan för att sprida dessa spp i strålning som huvudsakligen förökar sig i det absorberande aktiva skiktet. Som ett resultat produceras en fotokurtsignal mellan två förspända elektroder belägna över metaytan.

A, b schematiska illustrationer av metasurface geometri och principen för drift. Ljus som infaller vid den önskade detekteringsvinkeln + USP (a) diffrakteras av gitterkopplaren i SPP som förökar sig mot slitsarna, där de företrädesvis sprids in i det absorberande substratet. Ljus som infaller i motsatt vinkel-2P (b) diffrakteras av NP-arrayen i SPP: er som förökar sig mot gitterreflektorn, där de diffrakteras tillbaka till strålning. Ljus som infaller i någon annan vinkel reflekteras istället helt eller diffrakteras bort från ytan. C Beräknad optisk överföringskoefficient vid 20 = 1 550 nm genom sex olika metasurfaces för p polariserat ljus kontra infallsvinkel 20 på X-z-planet. Gitterkopplingsperioden (antal NPs) sträcker sig från 1465 till 745 nm (15 till 29) för att öka vinkeln för toppdetektering. NP-bredderna varierar mellan 250 och 570 nm. d – f-Överföringskoefficient på tre metasurfaces från c som en funktion av både polära bakgrundsbelysningsvinklar för och azimuthal, summerade över XZ-och YZ-polarisationer. I varje karta är kx och ky in-plane-komponenterna i incident-light wavevector, och färgskalan normaliseras till det maximala (MAX) överföringsvärdet. I e, den solida röda cirkeln med radie kSPP indikerar de tillgängliga spp-lägena på den övre metallytan; den streckade böjda linjen belyser de infallande riktningarna för toppöverföring; de horisontella grå pilarna (som har Längd 2 kg/kg) illustrerar hur ljus som infaller längs dessa riktningar kan väcka spp med negativ-första ordningens diffraktion; och de röda pilarna visar utbredningsriktningarna för de upphetsade spp: erna.

den infallande vinkeln för toppdetektering styrs av gallerkopplingsperioden XXL. Specifikt, spp: er som förökar sig längs x-riktningen av Fig. 2a, b kan vara glada via första-för diffraktion av ljus händelsen (på x–z-planet) på samma och motsatta vinklar ±θp bestäms av diffraktion skick (2πsinθp)/λ0 − 2π/Λ = −2π/λSPP, där λ0 och λSPP är de våglängder av det infallande ljuset och glada SPPs, respektive. Ljus som infaller i någon annan vinkel reflekteras istället helt eller diffrakteras bort från ytan (i synnerhet undviks excitering av SPP med alla högre ordningar av diffraktion genom att hålla vaniljsås mindre än vaniljsås). Selektiv detektering av endast en infallsriktning (t. ex., + USP) erhålls sedan genom att omge gitterkopplaren med slitsarna på ena sidan (i −X-riktningen) och gitterreflektorn på andra sidan (i +x-riktningen). Reflektorn är en annan uppsättning rektangulära NPS utformade för att sprida inkommande spp i ljus som strålar bort från provet nära ytan normal riktning. Med detta arrangemang sprids spp: erna som exciteras av infallande ljus vid +aux-PP mot slitsarna, där de företrädesvis sprids in i substratet och producerar en fotokurrent (Fig. 2a och kompletterande Film 1). Spp: erna som exciteras av infallande ljus vid-usci sprider sig mot gitterreflektorn, där de diffrakteras tillbaka till fritt utrymme (Fig. 2b och kompletterande Film 2). Som ett resultat är de metasurface-belagda fotodetektorerna funktionellt ekvivalenta med ommatidia i appositionsföreningens öga, samtidigt som den plana geometrin hos standardbildsensorarrayer bibehålls.

de metasurfaces som just beskrivits är beroende av ett antal viktiga ideer från plasmonik och nanofotonik, som här tillämpas på en ny enhetsfunktionalitet (riktningsfiltrering). För det första är förmågan hos subwavelength slitsar att effektivt koppla spp till strålning väl etablerad i samband med extraordinär optisk transmission16 och har redan utnyttjats för olika tillämpningar17,18,19. I detalj, när en SPP som förökar sig på den övre metallytan når slitsgränserna, produceras en linje av oscillerande dipoler i plan effektivt över slitsen, som sedan avger strålning som mestadels förökar sig i substratet med högre index. Samma beteende i omvänd har också använts för effektiv excitation av SPP på den övre ytan av en perforerad metallfilm, via belysning från baksidan sida20,21,22. För det andra är utformningen av gitterreflektorn baserad på begreppet metasurfaces med en linjär fasgradient23,24, där sammansatta asymmetriska enhetsceller används för att undertrycka alla order av diffraktion q utom q = -1 (se kompletterande anmärkning 2 och kompletterande Fig. 2). Som ett resultat är spp-överföring (vilket motsvarar nollordningsdiffraktion) effektivt förbjudet i denna NP-array, så att de infallande spp: erna från gitterkopplaren (som i Fig. 2b) kan spridas helt i strålning med minsta möjliga antal perioder. I en fotodetektormatris kan varje SPP som överförs över reflektorn på en pixel spridas och detekteras i en närliggande pixel. Användningen av en linjär fasgradient är därför gynnsam för att undvika falska fotokurrenta signaler som produceras av ljusincident vid −kazakp (se kompletterande Fig. 3). På samma sätt, om q = +1-ordningen var tillåten, kunde nästan normalt infallande ljus delvis diffrakteras av gitterreflektorn i SPP: er som också förökar sig direkt i en angränsande pixel, där de igen kunde producera en oönskad signal (i motsats, vilken spp som helst upphetsad i gitterreflektorn med q = -1 diffraktion kommer att sprida sig längs −X-riktningen över hela NP-arrayen, där den kan uppleva nära fullständig dämpning genom absorption och spridning innan den når slitsarna på andra sidan).

flera enheter baserade på den geometri som just beskrivits, som var och en tillhandahåller toppfotodetektion i en annan vinkel, har utformats med hjälp av fullvågs elektromagnetiska simuleringar baserade på FDTD-metoden (finite difference time domain). Förutom gitterkopplingsperioden, innefattar viktiga designparametrar antalet NPs (som kan optimeras för maximal toppöverföring) och NP-bredden (som bör väljas för att maximera gitterdiffraktionseffektiviteten, samtidigt som man undviker någon signifikant koppling mellan SPPs och lokaliserade plasmoniska resonanser som stöds av NPs); mer detaljer finns i kompletterande anmärkning 1 och kompletterande Fig. 1. Figur 2C visar den beräknade p-polariserade kraftöverföringskoefficienten för en uppsättning optimerade metasurfaces vid 6 = 1 550 nm, som en funktion av polär infallsvinkel 2x på X–z-planet (de relevanta geometriska parametrarna anges i kompletterande anmärkning 3 och kompletterande Tabell 1). Om metasytorna tillverkas på ett fotodetektoraktivt material är den detekterade signalen proportionell mot deras överföringskoefficient. Enheterna i Fig. 2c kan därför ge avstämbara riktad photodetection, med ett brett inställningsområde för vinkel av peak detection θp av ±75° och smala vinkelupplösning, allt från 3° och 14° full bredd-på-halva-max (FWHM) som θp är ökad. Toppöverföringskoefficienten Tp Ligger i intervallet 35-45% för alla konstruktioner som beaktas, med ett topp-till-medel-bakgrundsförhållande på ca 6. I förbigående bör det noteras att gitterkopplaren omges av slitsar på båda sidor (eftersom det önskade vinkelresponset är symmetriskt), vilket leder till ett något större värde av TP. För S-polariserat ljus är överföringen genom samma metasurfaces isotrop och signifikant mindre, <0,2% i alla vinklar (se kompletterande Fig. 4 och diskussion nedan).

de fullständiga vinkelresponsmönstren för samma enheter visas i Färgkartorna i Fig. 2D-f och kompletterande Fig. 5, där metasurface-överföringskoefficienterna (beräknade med en ömsesidighetsbaserad metod och summeras över båda polarisationerna) plottas som en funktion av både polära bakgrundsvinklar för och azimutala bakgrundsbelysningsvinklar. I varje karta bildar riktningarna för hög överföring en C-formad region inom hela halvklotet, vilket är en indikation på första ordningens diffraktion av det infallande ljuset i SPPs av olika vågvektorer kSPP. Specifikt bestäms C-formen av den ömsesidiga rymdfördelningen av de tillgängliga SPP-lägena vid 20 (röd cirkel i Fig. 2e), översatt av gittervektorn \({\hat{\mathbf{x}}}\)2 2CG/CGR av gitterkopplaren (som visas av de horisontella pilarna i samma figur). Detta beteende ökar tydligt utbudet av infallsriktningar som detekteras av varje pixel. Viktigt är dock att beräkningsbildningsteknikerna som beskrivs nedan tillåter rekonstruktion av bilder med högre upplösning jämfört med vinkelselektiviteten med en pixel, om enheter med lämpliga överlappningar i deras vinkelsvar kombineras.

för varje infallsriktning, metasurface transmission för xz-polariserat ljus (dvs., med elektriskt fält på X–z-planet) är återigen mycket större än för yz-polariserat ljus (Se kompletterande anmärkning 4). Detta beteende härstammar från polarisationsegenskaperna hos SPPs. I allmänhet har spp en elektrisk fältkomponent i planet som är parallell med deras utbredningsriktning15. Därför är XZ-polariserat infallande ljus i den undersökta geometrin mest effektivt vid spännande spp: er som förökar sig i en liten vinkel med avseende på x-axeln och vice versa. I samma geometri, där slitsarna är linjära och orienterade längs y-riktningen, endast spp med ett stort x (dvs., vinkelrätt) komponent i det elektriska fältet kan effektivt kopplas till strålning genom ovannämnda excitation av oscillerande dipoler över slitsarna22. Det följer av dessa överväganden att SPP-lägena som är starkare spridda av slitsarna i det absorberande substratet också är mer effektivt upphetsade av xz-polariserat (jämfört med yz-polariserat) infallande ljus. Samma överväganden förklarar också varför metasurface-överföringen inom de C-formade regionerna i Fig. 2D-f minskar med ökande azimuthal vinkel av det infallande ljuset: ju större, desto mindre är X-komponenterna i wavevector kSPP och det elektriska fältet för de motsvarande upphetsade spp :erna (se röda pilar i Fig. 2e). Det inneboende polarisationsberoende av anordningarna i Fig. 2 begränsar deras totala känslighet för typiska avbildningsapplikationer som involverar opolariserat ljus. Samtidigt kan den utnyttjas i samband med beräkningsbildningstekniker för att möjliggöra polarisationssyn, som erbjuder flera önskvärda egenskaper såsom minskad bländning och förbättrad kontrast25. Alternativt kan polarisationsoberoende vinkelkänsliga fotodetektorer också utformas med mer komplexa metasurfaces, t.ex. med hjälp av tvådimensionella NP-arrayer som möjliggör oberoende fas-och polarisationskontroll26, 27.

experimentella resultat

Metasytorna i Fig. 2 kan tillämpas på alla plana fotodetektorteknik oavsett dess driftsprinciper. Här använder vi metall-halvledare-metall (MSM) ge fotokonduktorer, där en fotokurrenssignal samlas över två förspända elektroder avsatta på den övre ytan av ett Ge-substrat. Den vinkelkänsliga metaytan är mönstrad på det aktiva området mellan de två metallkontakterna. Medan fotodioder i allmänhet erbjuder högre prestanda, är MSM-fotodetektorer särskilt enkla att tillverka och ger därför en bekväm plattform för att undersöka metasurface-utvecklingen. För att förenkla vinkel-löst photocurrent mätningar, använder vi också en relativt stor aktiva områden: i varje enhet, avståndet mellan två elektroder som är d ≈ 300 µm, och metasurface består av några (5-6) identiska upprepningar av en och samma struktur som bygger på utformningen av Fig. 2a, med gitterreflektorn i en sektion omedelbart intill slitsarna i nästa sektion. Representativa optiska och scanningelektronmikroskopi (SEM) bilder presenteras i Fig. 3, visar en komplett enhet (Fig. 3a), en metasyta sektion (Fig. 3b), och en uppsättning slitsar (Fig. 3c).

a–C optiska (A) och SEM (b, c) bilder av representativa experimentella prover. Skalstången är 100 kg i a, 4 kg i b och 2 kg i c. I en hela metasurface av en komplett anordning ses genom ett Ti-fönster som täcker hela provet, som införs för att undvika falska fotokurrenta signaler. Bilden av c togs före tillverkning av NP-arrayen. D-G uppmätt vinkelberoende av fotokurrenten av fyra enheter baserat på strukturerna i Fig. 2, vilket ger topprespons i närheten av HTTPS: / / = 0 (d), 12 (e), 28 (F) och 65 (g). I varje plot normaliseras fotokurrenten till toppvärdet. SEM-bilder avslöjar vissa avvikelser i arrayperioderna och NP-bredderna från deras måldesignvärden. De uppmätta värdena är 1440, 1180, 1030 och 775 nm och w = 240, 560, 526 och 256 nm för enheterna i panelerna D, E, F respektive G. h-k-linjen skannar längs riktningen för 0-xnumx xnumx xnumx från kartorna över d-G, respektive. l p- (dvs. XZ-) och s- (dvs. YZ-) polariserad responsivitet kontra polär infallsvinkel på x–z-planet, mätt med tre olika prover: en referensanordning utan någon metallfilm och NP-array, och två metasurface-belagda anordningar som ger toppdetektering vid augbp = 12 eller 65. Källdata för paneler D-g tillhandahålls som Källdatafiler.

Vinkelupplösta fotokurmmätningar med dessa enheter visar mycket riktningssvar i god överensstämmelse med simuleringarna (Fig. 3D-k och kompletterande Fig. 8). I dessa mätningar belyses varje anordning med laserljus vid 1550 nm våglängd, och de polära och azimutala infallsvinklarna varieras respektive genom att rotera fokuseringsoptiken kring provet och genom att rotera provet runt dess yta normalt. Två ortogonalt polariserade vinkelresponskartor registreras för varje prov, och deras summor ritas i Fig. 3D-g. i överensstämmelse med diskussionen ovan indikerar mätresultaten att den starkaste fotokurrenssignalen erhålls när det infallande ljuset är XZ-polariserat, medan det yz-polariserade bidraget är väsentligen försumbart (se kompletterande Fig. 7). Varje karta över Fig. 3 har den förväntade C-formade regionen med hög responsivitet, centrerad nära den utformade polära vinkeln för maximal metasurface transmissions – (0, 12, 28, och 65 kg för paneler D, E, F, och g, respektive). Polarvinkelselektiviteten (FWHM) för samma enheter, mätt från den horisontella linjeskärningen av varje karta som visas i Fig. 3h-k, ligger i intervallet 4-21 kg för att öka antalet. Topp-till-medel-bakgrundsförhållandet är ~3 för alla enheter. Dessa uppmätta egenskaper är rimligt nära de beräknade värdena från simuleringsresultaten i Fig. 2. De observerade skillnaderna beror främst på närvaron av viss ytjämnhet i experimentproverna (som kan sprida en del av det infallande ljuset i SPP: er oavsett dess utbredningsriktning), liksom små avvikelser i arrayperioderna och NP-bredderna (mestadels påverkar Bisexuell). I vilket fall som helst, som beskrivs nedan, är dessa experimentella värden redan fullt tillräckliga för högkvalitativ bildrekonstruktion.

för att utvärdera toppöverföringen av metasurfaces, annars identiska nakna prover utan någon metallfilm och NP-array mellan de två elektroderna tillverkades och testades också. Figur 3l visar den polära vinkelupplösta p-och s-polariserade responsiviteten hos ett sådant prov, tillsammans med data uppmätta med två metasurface-enheter. På deras vinklar av peak detection 12° och 65°, p-polariserade responsivities av den senare enheter minskas till ~42% respektive 36%, av motsvarande värde från bare prov, i mycket bra avtal med simulering resultaten av Fig. 2C. tyvärr, en mer omfattande kvantitativ jämförelse mellan alla experimentella anordningar av Fig. 3 är inte möjligt på grund av stora variationer i deras mörka motstånd. Sådana variationer observerades även mellan olika prover baserade på samma design (inklusive olika nakna prover), med responsiviteten konsekvent ökande med mörkt motstånd och orsakas möjligen av tillverkningsinducerade defekter som påverkar bärartätheten eller främjar strömläckage. Som ett resultat, i Fig. 3l vi inkluderar endast data uppmätta med enheter med samma mörka motstånd (~1.5 K Ltd.). Det bör också noteras att värdena för topprespons per applicerad spänning som visas i Fig. 3l (~10 mA t−1 V−1) är rimliga för denna typ av fotodetektorer, särskilt med tanke på deras stora inter-elektrod separation d ≈ 300 µm, vilket begränsar fotokonduktiva matriser vinst (proportionell mot 1/d2)28.

bildrekonstruktion

därefter undersöker vi bildfunktionerna hos de vinkelkänsliga fotodetektorerna som just beskrivits. Vi betraktar en linsfri sammansatt ögonkameraarkitektur som består av en plan array av dessa enheter, med varje pixel som ger riktad fotodetektion toppade vid en annan kombination av polära och azimutala vinklar (respektive https: / / ). Värdet på usp kan styras genom att variera gitterkopplingsdesignen, såsom diskuterats ovan. För en fast design kan USP varieras genom att helt enkelt rotera hela metasytan runt dess yta normalt på motsvarande fotodetektor. Med hjälp av detta pixelarrangemang har vi genomfört en serie numeriska simuleringar med följande bildbildningsmodell. Vi betraktar objekt tillräckligt långt bort från pixelmatrisen så att varje vinkel motsvarar unikt en annan rumslig punkt på objektet (Fig. 4a). Varje pixel integrerar den totala intensiteten som detekteras enligt dess vinkelrespons. Bildbildningsprocessen kan sedan beskrivas med en linjär matrisekvation y = Ax, som relaterar objektets intensitetsfördelning (x) till den fångade data (y) med en avkänningsmatris (a) (Fig. 4b). Vinkelresponsen för varje pixel bildar en annan radvektor av A, som kvantifierar intensitetsbidragen till pixelsignalen från olika punkter på objektet29. För att erhålla objektets intensitetsfördelning utför vi bildrekonstruktion baserat på den trunkerade singular value decomposition (TSVD) tekniken30. Det uppskattade objektet ges av \({\hat{\mathbf{x}}} = \mathop {\sum} \ nolimits_{l = 1}^l {\frac{1}{{\Sigma _l}}} ({\mathbf{y}},{\mathbf{u}}_l){\mathbf{v}}_l\), där ul och vl betecknar LTH vänster respektive höger singularvektor, och aucl är motsvarande singularvärde. L är en regulariseringsparameter som definierar antalet singulära vektorer som används i TSVD-lösningen, som optimeras genom manuell inställning baserad på visuell inspektion av den rekonstruerade bilden.

en schematisk illustration av bildgeometrin. Varje pixel integrerar den infallande ljusintensiteten från olika riktningar beroende på dess vinkelrespons. b Bildbildningsmodell. Pixelmatrismätningen är relaterad till objektet med en linjär ekvation y = Ax, där avkänningsmatrisen A innehåller vinkelresponserna för alla pixlar. C-F representativt objekt (c) och motsvarande bildrekonstruktionsresultat vid SNR = 56 dB (d–f). gj exempel på ett mer komplext objekt (g) och motsvarande bildrekonstruktionsresultat vid SNR = 73 dB (hj). Den ursprungliga kameramanbilden (g) används med tillstånd från dess upphovsrättsinnehavare (Massachusetts Institute of Technology). Bilderna av d, h är baserade på de simulerade responsivitetsmönstren i Fig. 2 med en 6240-pixelmatris vid 20 = 1550 nm. Bilderna av e och i är baserade på de experimentella responsivitetsmönstren i Fig. 3 med en 5280-pixelmatris vid XX0 = 1550 nm. Bilderna av f och j är baserade på de simulerade mönstren under bredbandsbelysning med bandbredd 20 = 10 % (F) och 5 % (j). Algoritmen för bildrekonstruktion görs tillgänglig för allmänheten .

med detta tillvägagångssätt har vi validerat förmågan hos både våra konstruerade och tillverkade metasurfaces för att möjliggöra komplex bildrekonstruktion. För de konstruerade strukturerna är avkänningsmatrisen a konstruerad från de beräknade vinkelresponskartorna i Fig. 2D-f och kompletterande Fig. 5, tillsammans med deras interpoleringar för ytterligare metasurfaces ger toppad överföring vid olika polära vinklar. Metoden för interpolering av nya pixelsvar beskrivs i kompletterande anmärkning 6, och flera interpolerade exempel visas i kompletterande Fig. 9 och 10. Det erforderliga antalet olika pixlar bestäms genom att beräkna superpositionen för alla pixelsvar för att säkerställa enhetlig täckning i synfältet och genom ytterligare bildsimuleringar (se kompletterande anmärkning 7 och kompletterande Fig. 11). Baserat på denna analys väljer vi Xhamster = 1.5 och 6240 för vinkelavstånd mellan riktningarna för toppdetektering av på varandra följande pixlar, vilket ger god bildåterställningskvalitet med ett rimligt litet antal pixlar (6240) som täcker hela 75 och 75 av de utformade metasytorna. Med större avstånd i auspi, rekonstruktionsresultaten lider av radiellt orienterade fransartefakter på grund av saknad täckning i vinkelresponserna. Med större avstånd i HTTPS: / / , upplösningen försämras särskilt i högpolära vinkelregioner. En liknande procedur med samma vinkelavstånd används för att modellera de experimentella enheterna, baserat på de uppmätta vinkelresponskartorna i Fig. 3D-g och kompletterande Fig. 8. Synfältet för dessa interpoleringar reduceras till 65 oz. (begränsat av den maximala polära vinkeln för toppdetektering mätt med föreliggande prover), som sträcker sig över 5280 pixlar.

vitt Gaussiskt brus läggs också till de fångade data (vektorerna y) för att redogöra för realistisk fotodetektorprestanda (se kompletterande anmärkning 8). I allmänhet begränsas signal-brusförhållandet (SNR) för en CCD/CMOS-kamera av mättnadsladdningen (full brunnskapacitet) för de enskilda pixlarna. Dessutom kan den ökas (med en faktor på \(\sqrt N\)) genom att medelvärdet av signalerna för (N) identiska pixlar, på bekostnad av en motsvarande minskning av upplösning och/eller ökning av aktivt område. Här använder vi en baslinje SNR med en pixel på 56 dB (dvs. ysignal/ynoise = 631), som rapporterats i litteraturen med standard CMOS-teknik och optimerade kretsdesigner, även för en pixelhöjd så liten som ~8 occurm31, 32. Dessutom genomför vi också simuleringar för SNR = 63 och 73 dB, vilket kan uppnås med större matriser där varje metasurface-design appliceras respektive till N = 5 och 50 pixlar, vars signaler sedan binds ihop och medelvärde. Det totala antalet pixlar ökar motsvarande upp till cirka 260 000 respektive 310 000 (för kameror baserade på de uppmätta respektive simulerade enheterna vid den högsta SNR på 73 dB), vilket fortfarande ligger inom nuvarande CMOS-teknik. I förbigående bör det noteras att samma SNR-värden också kan uppnås med flera andra kombinationer av pixelnummer, pixeldimensioner, full brunnskapacitet och binstorlek N.

de simulerade bildfunktionerna hos våra enheter illustreras i Fig. 4. Figur 4c-f innehåller resultat som erhållits för ett relativt enkelt objekt (hastighetsbegränsningsskylten för Fig. 4C), avbildad vid baslinjen SNR på 56 dB. Ett mer komplext objekt (kameramannen bild av Fig. 4g) betraktas i Fig. 4G-j, avbildad vid den större SNR på 73 dB. Simuleringsresultat för matriser härledda från båda beräknade (Fig. 4D, h) och uppmätt (Fig. 4E, i) vinkelresponskartor presenteras. Högkvalitativ bildrekonstruktion erhålls i alla fall, med de viktigaste egenskaperna hos båda objekten som återges troget. Jämförelse mellan de erhållna resultaten med de beräknade kontra uppmätta vinkelresponserna visar viss förlust av upplösning i det senare fallet, orsakad av den lägre vinkelselektiviteten och högre bakgrundsnivåer i experimentella kartor. I vilket fall som helst visar dessa data tydligt förmågan att rekonstruera välkända bilder Även baserat på de uppmätta egenskaperna hos de tillverkade enheterna. Dessa observationer bekräftas av omfattande simuleringar utförda med flera andra objekt av varierande komplexitet vid olika SNR, såsom visas i kompletterande Fig. 12.

slutligen undersöker vi hur avbildningsförmågan hos samma enheter påverkas av den optiska bandbredden för det infallande ljuset under polykromatisk belysning. Alla vinkelresponskartor som hittills använts är antingen beräknade eller uppmätta vid en enda våglängd – måldesignvärdet 20 = 1550 nm. På samma gång, på grund av den diffraktiva naturen hos våra metasurfaces, kan deras överföringsegenskaper förväntas variera med infallande våglängd. Viktigt är dock att dessa variationer kan redovisas i vår beräkningsmetod, så att välkända bilder också kan rekonstrueras under rimligt polykromatisk belysning med endast en relativt liten förlust i upplösning. I synnerhet, om infallningsspektrumet sträcker sig över en ändlig bandbredd, är den huvudsakliga effekten på vinkelresponsen för varje anordning en proportionell breddning av detekteringstoppen. Med hjälp av diffraktion villkoret ovan, finner vi δθp = δλ/λ0(nSPP + sinθp)/cosθp, där θp är den polära vinkeln) av peak detection på λ0, och SPP effektiva index nSPP = λ0/λSPP är ~1.06 i metasurface mönster av Fig. 2. En sådan breddning kan inkluderas i bildrekonstruktionssimuleringarna genom en 2D-faltning mellan det monokromatiska pixelresponsen och en Gaussisk suddkärna med breddbausp. Exempel på bilder erhållna med detta tillvägagångssätt applicerat på de simulerade kartorna visas i Fig. 4f, j, inklusive det enkla hastighetsbegränsningstecknet avbildat med en bandbredd på 10% vid 56-dB SNR (fig. 4F) och den mer komplexa kameramanbilden för 2C/0C = 5% och 73-dB SNR (fig. 4j). De viktigaste funktionerna i båda objekten återges återigen väl i bilderna. Ytterligare exempel finns i kompletterande Fig. 13. De avbildningssituationer som beaktas i dessa simuleringar kan realiseras i praktiken genom att täcka hela kamerans array med ett bandpassfilter med 155-eller 77 – nm bandbredd. Större driftsbandbredder med högre bildkvalitet kan uppnås med hjälp av mer komplexa gradientmetasurfaces, med beståndsdelar som är utformade för att ge samma svar vid flera våglängder som i det senaste arbetet mot bredbandsmetallens33. Samtidigt kan det också vara möjligt att extrahera viss information om objektets färgfördelning genom att först karakterisera spektralresponserna för varje pixel följt av en flerkanalig bildrekonstruktionsprocedur, liknande det senaste arbetet med diffraktivoptikbaserad färgbildning34.