吳一京,余盼盼,劉易凡,王自強(qiáng),李銀妹,2,龔雷,2?

(1中國科學(xué)技術(shù)大學(xué)光學(xué)與光學(xué)工程系,安徽 合肥 230026;2合肥微尺度國家研究中心,安徽 合肥 230026)

0 引言

光是一種電磁波,具有振幅、相位、偏振等自由度,其中偏振自由度與光的自旋角動量(SAM)相關(guān)[1]。除了自旋角動量,光還具有軌道角動量(OAM)[2],光的軌道角動量與光場的螺旋相位波前相關(guān)[3]。在傍軸條件下,光的自旋角動量和軌道角動量在自由空間傳輸過程中是相互獨(dú)立且各自守恒的。然而,在緊聚焦或者散射等非傍軸光場中[4],它們之間會發(fā)生相互耦合和轉(zhuǎn)化,被稱為光的自旋-軌道相互作用(SOIs)。光的自旋-軌道相互作用是光學(xué)和光子學(xué)普遍存在的現(xiàn)象,尤其是在亞波長尺度,其中最著名的自旋軌道相互作用是自旋霍爾效應(yīng)。它是光與物質(zhì)相互作用的結(jié)果,在非均勻介質(zhì)[5]、各向異性介質(zhì)[6]、超表面介質(zhì)[7]、散射和緊聚焦等系統(tǒng)中[4]均會發(fā)生。光的自旋-軌道相互作用已被廣泛應(yīng)用于經(jīng)典光學(xué)和量子光學(xué),例如,基于自旋霍爾效應(yīng)的光學(xué)納米器件實(shí)現(xiàn)了對光場多種自由度的調(diào)控[8],用于產(chǎn)生結(jié)構(gòu)光場、表面等離子場[9]、超快光脈沖等。此外,在光與物質(zhì)相互作用中,自旋-軌道耦合能反映物質(zhì)自身的重要信息,被用于納米量級的光學(xué)探測,如納米結(jié)構(gòu)的手性和空間方向[10]。

在產(chǎn)生自旋-軌道相互作用的系統(tǒng)中,緊聚焦系統(tǒng)不涉及與特殊介質(zhì)的相互作用,在高數(shù)值孔徑的物鏡聚焦條件下產(chǎn)生。緊聚焦場涉及光學(xué)捕獲、光學(xué)顯微和光學(xué)探測等應(yīng)用領(lǐng)域,成為光學(xué)領(lǐng)域研究前沿和熱點(diǎn)[11],特別是結(jié)構(gòu)光場在緊聚焦條件下的新穎特性為光學(xué)領(lǐng)域帶來了許多突破。Quabis課題組實(shí)驗(yàn)上證明了緊聚焦徑向偏振光束的聚焦光斑面積為0.16λ2,突破了傳統(tǒng)線偏振光束的最小聚焦光斑面積0.26λ2[12]。近年來結(jié)構(gòu)光場在緊聚焦場中的自旋-軌道相互作用受到了關(guān)注[13?17],獨(dú)特的緊聚焦特性使得結(jié)構(gòu)光場在光操控[18?21]、光學(xué)成像[22,23]以及光通信等領(lǐng)域[24,25]發(fā)揮了重要作用。

本文圍繞緊聚焦條件下光的自旋-軌道角動量相互作用這一主題,簡要介紹了緊聚焦場分布與角動量計(jì)算方法,以及不同結(jié)構(gòu)光場在緊聚焦條件下自旋-軌道轉(zhuǎn)化特性及其相關(guān)應(yīng)用的最新研究進(jìn)展。

1 緊聚焦光場和角動量的計(jì)算

定量研究緊聚焦場中的自旋-軌道角動量的變化和耦合依賴于聚焦光場分布的計(jì)算。入射光場在緊聚焦條件下,即透過高數(shù)值孔徑的物鏡,出射光場的偏振分布不同于入射光場,因此傳統(tǒng)的標(biāo)量衍射理論無法用于準(zhǔn)確計(jì)算聚焦場的光場分布,需采用矢量衍射理論。1959年,Richards和Wolf[26]提出了矢量衍射理論,能用于準(zhǔn)確計(jì)算緊聚焦場的光場分布[27],這一理論被稱為Richards-Wolf矢量衍射積分。

根據(jù)Richards-Wolf矢量衍射理論,緊聚焦系統(tǒng)可簡化為如圖1所示的物理模型。在極坐標(biāo)系下,任意入射光場定義為

圖1 緊聚焦系統(tǒng)示意圖[27]Fig.1 Schematic diagram of tight focusing system[27]

式中:φ是聚焦系統(tǒng)輸出面的極角;θmax為透鏡最大孔徑角的一半,有sinθmax=NA,NA為聚焦物鏡的數(shù)值孔徑;k=2π/λ是真空中光波長λ對應(yīng)的波數(shù);f為物鏡焦距。根據(jù)入射光場信息,(2)式可以計(jì)算任意入射光場對應(yīng)的聚焦場電場分布。

根據(jù)聚焦處電場的分布,可以進(jìn)一步計(jì)算出聚焦場焦平面的SAM和OAM分布。一般用三維矢量來描述SAM和OAM的密度分布。對于一個(gè)角頻率為ω的時(shí)諧光場,時(shí)間平均的自旋和軌道角動量密度分別定義為[28]

式中:ε和μ是介質(zhì)的介電常數(shù)和磁導(dǎo)率系數(shù),?表示變量的復(fù)共軛?；诰劢箞龅碾妶龇至?自旋和軌道角動量能流分布可由(3)、(4)式計(jì)算得到。

2 緊聚焦光場中自旋-軌道相互作用

緊聚焦條件下自旋-軌道角動量相互作用表現(xiàn)出多種形式,包括自旋-軌道角動量的轉(zhuǎn)化、軌道-自旋角動量的局域轉(zhuǎn)化和二者的相互影響,其中軌道-自旋角動量的局域轉(zhuǎn)化并不會使自旋角動量的總量發(fā)生變化,軌道角動量僅是以一種“催化劑”的形式使聚焦場出現(xiàn)局部的自旋角動量。從數(shù)學(xué)的角度來看,自旋-軌道相互作用的關(guān)鍵在于入射光場的徑向與角向偏振分量透過物鏡后的相干疊加。這類似于一個(gè)旋轉(zhuǎn)矩陣的作用,且旋轉(zhuǎn)矩陣的參數(shù)取決于變量θ(透鏡孔徑角的一半)與?(物鏡出射面的極角),這意味著出射光在不同坐標(biāo)的復(fù)振幅對應(yīng)于入射光的兩個(gè)正交偏振分量在物鏡后以不同比例進(jìn)行相干疊加。因此,當(dāng)入射光具有自旋角動量,即其徑向與角向偏振分量存在特定的相位差時(shí),經(jīng)過緊聚焦后的光場波前將會出現(xiàn)螺旋相位,從而出現(xiàn)軌道角動量分布;當(dāng)入射光的波前攜帶螺旋相位,即具有軌道角動量時(shí),經(jīng)過緊聚焦后光場的徑向與角向偏振分量之間將會出現(xiàn)特定的相位差分布,從而出現(xiàn)局域自旋角動量。下面將從入射結(jié)構(gòu)光場的角度去分析這種相互作用的類型和特點(diǎn),包括圓偏振光束、柱對稱矢量渦旋光束(CVVBs)、線偏振渦旋光束(LPVBs)、圓偏振渦旋光束(CPVBs)和高階龐加萊球(HOPS)光束等在緊聚焦條件下的自旋-軌道相互作用。

2.1 自旋-軌道角動量的轉(zhuǎn)化

2006年,Bomzon等[29]發(fā)現(xiàn)了緊聚焦條件下圓偏振入射光的SAM會部分轉(zhuǎn)化為OAM,這種現(xiàn)象被稱為自旋-軌道角動量轉(zhuǎn)化(SOC)[17]。右旋圓偏振(RCP)或左旋圓偏振(LCP)光束經(jīng)過高數(shù)值孔徑物鏡聚焦后,原本只攜帶SAM的光束出現(xiàn)了渦旋相位,且OAM出現(xiàn)了與SAM同向的密度分布,如圖2所示,其中(a)、(d)為RCP與LCP在聚焦場處的相位分布[17],(b)、(e)為RCP與LCP歸一化縱向SAM密度分布,(c)、(f)為RCP與LCP歸一化縱向OAM密度分布[30]。

圖2 圓偏振高斯光束聚焦場相位、角動量密度分布示意圖[17,30]Fig.2 The phase and angular momentum density distribution of the focusing field of a circularly polarized Gaussian beam[17,30]

實(shí)驗(yàn)上,緊聚焦場的自旋-軌道角動量轉(zhuǎn)化可以由光與微粒的相互作用進(jìn)行表征。利用緊聚焦后光束所形成的光阱捕獲微粒,理論上攜帶自旋角動量的光束會將角動量傳遞給雙折射微粒使其發(fā)生自轉(zhuǎn)[31],而攜帶軌道角動量的光束則會將角動量傳遞給微粒使其發(fā)生公轉(zhuǎn)[3]。2009年,Zhao等[32]在實(shí)驗(yàn)上觀測到圓偏振高斯光束捕獲的微粒發(fā)生了公轉(zhuǎn),且微粒的公轉(zhuǎn)方向與入射光SAM方向相同。圖3(a)為LCP光束與RCP光束經(jīng)過緊聚焦后分別使粒子逆時(shí)針公轉(zhuǎn)與順時(shí)針公轉(zhuǎn)的實(shí)驗(yàn)圖,實(shí)驗(yàn)結(jié)果證明圓偏振光束在緊聚焦條件下確實(shí)會發(fā)生自旋-軌道角動量轉(zhuǎn)化;在轉(zhuǎn)化過程中,SAM的方向不會影響轉(zhuǎn)化效率;隨著捕獲光功率的增加,被捕獲小球公轉(zhuǎn)的軌道半徑增大,軌道轉(zhuǎn)動的頻率會相應(yīng)減小。圖3(b)展示了SAM的方向與功率變化時(shí)小球的旋轉(zhuǎn)半徑與頻率的響應(yīng),其中(b1)和(b2)分別表示不同旋向的圓偏振光捕獲粒子時(shí)其軌道旋轉(zhuǎn)半徑和頻率隨捕獲激光功率的變化,(b1)與(b2)的平均值共同在(b3)中表現(xiàn)。

圖3 圓偏振光經(jīng)過緊聚焦后使粒子旋轉(zhuǎn)(a)以及旋轉(zhuǎn)特性隨激光功率變化曲線(b)[32]Fig.3 Particle rotation caused by tightly focused circularly polarized light(a)and the variation curve of rotation with laser power(b)[32]

研究表明自旋-軌道角動量轉(zhuǎn)化效率與聚焦物鏡的數(shù)值孔徑NA有關(guān)。Zhao等[32]通過實(shí)驗(yàn)上對比不同NA聚焦下捕獲粒子的公轉(zhuǎn)速率發(fā)現(xiàn):NA越小,微粒的轉(zhuǎn)動速率越低,這意味著轉(zhuǎn)化量越小。圓偏振光束聚焦場的縱向軌道角動量分量隨著NA的降低而快速減小。當(dāng)NA趨于零時(shí),光束未被聚焦,自旋角動量向軌道角動量轉(zhuǎn)化效率為零;而當(dāng)NA很大時(shí),意味著緊聚焦,此時(shí)出現(xiàn)了明顯的轉(zhuǎn)化現(xiàn)象。另一方面,Bomzon等[13]的理論計(jì)算結(jié)果指出,NA的大小影響到聚焦場總角動量的分布,具體表現(xiàn)為:聚焦場焦點(diǎn)區(qū)域處的總角動量-能量比值會隨著NA的增大而迅速增大,因此聚焦場角動量分布更集中于焦點(diǎn)。這是由于聚焦透鏡相當(dāng)于一個(gè)低通濾波器,而光線的高頻分量攜帶更多的總角動量-能量比值,因此更高NA使焦點(diǎn)區(qū)域接收到更高頻的分量,導(dǎo)致局域內(nèi)角動量密度增加。

2.2 軌道-自旋角動量的局域轉(zhuǎn)化

2018年,西北工業(yè)大學(xué)的趙建林團(tuán)隊(duì)發(fā)現(xiàn)緊聚焦條件下徑向偏振渦旋光束(RPVBs)攜帶的OAM會在緊聚焦條件下轉(zhuǎn)化為局域的SAM,并將這種現(xiàn)象稱為OAM對SAM的催化效應(yīng)[33]。研究表明不含有OAM的RPVBs經(jīng)過緊聚焦后不會出現(xiàn)縱向與徑向的SAM分布,而攜帶OAM的RPVBs緊聚焦后則出現(xiàn)了縱向的SAM分量,但仍然沒有徑向的SAM分量。圖4展示了當(dāng)RPVBs的拓?fù)浜蒷分別為0[圖4(a1)]與1[圖4(b1)]時(shí)其緊聚焦場的電場[圖4(a2)、(b2)]、自旋角動量密度分布[圖4(a3)、(b3)]。

圖4 RPVBs聚焦場光場強(qiáng)度、角動量密度分布示意圖[33]Fig.4 Distribution diagram of light intensity and angular momentum density in RPVBs focusing field[33]

理論計(jì)算發(fā)現(xiàn),軌道-自旋的局域轉(zhuǎn)化效率與入射光攜帶OAM的方向無關(guān),且OAM的方向不會影響到聚焦場SAM密度的橫向分量,但決定了SAM密度的縱向分量方向[33]。當(dāng)入射RPVBs的拓?fù)浜蒷從1變?yōu)?1時(shí),SAM密度的橫向分量方向不變,僅縱向分量的方向發(fā)生改變,如圖5(a)、(b)所示。另一方面,當(dāng)拓?fù)浜蒷從0逐漸增大時(shí),聚焦場SAM角向分量的幅值會隨著l的增大而降低,分布趨于平均,峰值的位置逐漸遠(yuǎn)離中心[圖5(c)]?？v向分量隨著l增大表現(xiàn)出與角向分量相同的變化規(guī)律,如圖5(d)所示。在RPVBs經(jīng)過聚焦后局域轉(zhuǎn)化SAM分布時(shí),焦平面上縱向SAM密度同時(shí)出現(xiàn)了正反方向。理論計(jì)算發(fā)現(xiàn)縱向的SAM總量為零,即RPVBs聚焦前后OAM與SAM的總量并沒有發(fā)生變化,僅發(fā)生了局域的OAM到SAM的轉(zhuǎn)化,并引起SAM的密度分布出現(xiàn)局域起伏[33]。

圖5 OAM的方向與大小對聚焦場SAM分布的影響曲線[33]Fig.5 Influence curve of direction and magnitude of OAM on SAM distribution of focusing field[33]

2018年,Li等[30]對角向偏振渦旋光束(APVBs)緊聚焦情況進(jìn)行了理論計(jì)算,發(fā)現(xiàn)了相同的軌道-自旋角動量的局域轉(zhuǎn)化現(xiàn)象。圖6展示了拓?fù)浜蒷分別等于1(APV1)與?1(APV?1)時(shí)APVBs聚焦后徑向與角向電場分量的相位分布圖與SAM縱向密度分布。角向偏振渦旋光束聚焦后的SAM密度在焦平面上同時(shí)存在正反方向[圖6(c)、(f)],且入射場OAM的方向決定了聚焦場縱向SAM的方向。光場相位分布表明,聚焦場出現(xiàn)SAM分布的原因是角向電場分量相比于徑向電場分量出現(xiàn)了±π/2的相位差,這使得聚焦場每個(gè)光子攜帶±?的SAM,如圖6(a)、(b)與圖6(d)、(e)所示。與徑向偏振渦旋光束一樣,角向偏振渦旋光束在緊聚焦前后總的SAM為零,且與入射光拓?fù)浜纱笮∫约坝^測面的位置無關(guān),如圖6(g)、(h)所示[30]。

圖6 APV光束聚焦場相位、SAM密度分布圖以及光子平均角動量隨縱坐標(biāo)變化曲線[30]Fig.6 Phase distribution of focused APV field,SAM density distribution and averaged angular momentum of photons[30]

2018年,深圳大學(xué)袁小聰課題組研究了一般的柱對稱矢量渦旋光束的自旋-軌道相互作用,探討了當(dāng)其偏振拓?fù)浜珊蜏u旋拓?fù)浜刹煌瑫r(shí)聚焦場軌道-自旋的轉(zhuǎn)化特性[34]。與徑向和角向偏振光束一樣,聚焦場的SAM縱向分量密度總和為零。同年,中國科學(xué)技術(shù)大學(xué)Yu等[35]理論計(jì)算發(fā)現(xiàn)線偏振渦旋光束(LPVBs)在緊聚焦條件下也會發(fā)生局域的軌道角動量向自旋角動量的轉(zhuǎn)化現(xiàn)象。相比于柱對稱矢量渦旋光束,LPVBs的聚焦場不具有任意角度的旋轉(zhuǎn)對稱性,如圖7(a)、(d)。圖7(b)、(e)展示了入射場拓?fù)浜蔀?和2時(shí)聚焦場的偏振分布。由于渦旋相位的影響,聚焦場不同位置出現(xiàn)了橫向分量的相位差,此時(shí)SAM縱向密度分布不再為零。另一方面,入射場拓?fù)浜傻姆栔挥绊慡AM密度縱向分量的方向,并不影響SAM密度縱向分量的大小與橫向分量,如圖7(c)、(f)。同樣地,LPVBs緊聚焦后總SAM仍然是零,這表明OAM向SAM局域轉(zhuǎn)化并非是由入射光對稱性所導(dǎo)致的。綜上所述,不同結(jié)構(gòu)光的緊聚焦場中軌道-自旋轉(zhuǎn)化都是局域的,而總量并未改變[35]。

圖7 水平LPVBs緊聚焦后SAM分布表現(xiàn)以及偏振分布圖[35]Fig.7 SAM distribution and polarization distribution of horizontal LPVBs after tight focusing[35]

2.3 自旋-軌道角動量之間的相互影響

結(jié)構(gòu)光場的緊聚焦場發(fā)生了自旋角動量到軌道角動量的轉(zhuǎn)化以及軌道角動量到自旋角動量的局域轉(zhuǎn)化,那么當(dāng)入射光場同時(shí)具有自旋和軌道角動量時(shí),二者皆會產(chǎn)生。2020年,中國科學(xué)技術(shù)大學(xué)Yu等[36]通過研究高階龐加萊球(HOPS)光束在緊聚焦條件下的角動量分布證明了這一點(diǎn)。HOPS光束同時(shí)包含了渦旋相位和高階偏振分布,它可以表示為左旋CPVBs和右旋CPVBs的加權(quán)疊加,即

HOPS光束在入射物鏡前的角動量分布為

而在經(jīng)過物鏡聚焦后的角動量分布為

式中:?與?分別為HOPS的經(jīng)度角與緯度角,θ為空間點(diǎn)對應(yīng)聚焦物鏡的孔徑角[36]。

Yu等[36]基于高階龐加萊球分析了HOPS光束的聚焦場角動量密度分布。在高階龐加萊球上,當(dāng)?=0時(shí),HOPS光束簡化為左旋CPVBs。左旋CPVBs被緊聚焦時(shí),其焦平面SAM密度分布受到OAM調(diào)控,同時(shí)OAM與SAM方向也會影響到焦平面OAM密度大小,如圖8(a1)～(c4)所示。具體而言,入射光場OAM會使焦平面SAM密度分布遠(yuǎn)離中點(diǎn),入射場OAM方向影響焦平面SAM密度的角向分布。入射光場的OAM與SAM同向會使焦平面OAM密度變大,而反向會使其變小。當(dāng)HOPS光束的偏振拓?fù)浜蔀?時(shí)(b=?a),HOPS光束可攜帶OAM,此時(shí)光束聚焦前后的SAM與OAM均與cos?成正比,且比例系數(shù)與光束參數(shù)?無關(guān),這意味著光束聚焦前后SAM向OAM轉(zhuǎn)化的效率與?無關(guān)。圖8(d1)、(e1)展示了三階HOPS光束(b=?a=3)緊聚焦前后的自旋(紅線)、軌道(藍(lán)線)和總(綠線)角動量分布隨經(jīng)度角?變化的情況,計(jì)算結(jié)果顯示光束緊聚焦前后的總角動量分布不變,SAM和OAM的絕對值隨著 θ變化[36]。

圖8 左旋CPVBs聚焦場角動量分布圖[(a1)～(c4)]與三階HOPS光束聚焦前后角動量分布曲線[(d1),(e1)][36]Fig.8 Angular momentum distribution diagram of left-handed CPVBs focusing field[(a1)～(c4)]and angular momentum distribution curve of third-order HOPS beam before and after focusing[(d1),(e1)][36]

轉(zhuǎn)化理論研究表明,HOPS光束聚焦場的自旋-軌道角動量的轉(zhuǎn)化效率取決于數(shù)值孔徑大小。由(6)、(7)式可知,HOPS光束經(jīng)過緊聚焦后SAM向OAM轉(zhuǎn)化的效率為1?cosθ。通過改變HOPS光束的參數(shù),HOPS光束可以得到此處討論的結(jié)構(gòu)光場,這意味著所有光束經(jīng)過緊聚焦后SAM向OAM轉(zhuǎn)化的效率均為1?cosθ。此外,不同旋向的CPVBs發(fā)生緊聚焦,當(dāng)OAM與SAM同向時(shí),聚焦后OAM的密度分布會變大;而OAM與SAM反向時(shí),聚焦后OAM的密度分布會減小。實(shí)際上,2007年Zhao等[17]實(shí)驗(yàn)上的觀測結(jié)果就證明了該結(jié)論。在該實(shí)驗(yàn)中,一階的圓偏振拉蓋爾高斯光束(LG10)聚焦后被用于捕獲微粒實(shí)現(xiàn)光致旋轉(zhuǎn)。當(dāng)光束的偏振旋向從與OAM方向相同變?yōu)榕cOAM方向相反時(shí),粒子的公轉(zhuǎn)速度明顯降低,如圖9所示。

圖9 不同旋向的圓偏振光束使被捕獲的微粒發(fā)生公轉(zhuǎn)[17]Fig.9 Circular polarization of different rotationsbeam causes the rotation of the captured particle[17]

表1總結(jié)了不同渦旋光束在緊聚焦條件下OAM與SAM的分布情況,其中“No distribution”代表該量在焦平面為零、“Local distribution”代表該量在焦平面存在局域分布,且矢量和為零、“Global distribution”代表該量在焦平面存在分布,且矢量和不為零。其中當(dāng)高階龐加萊球光束(HOPBs)選擇特定參數(shù)時(shí),HOPBs包含表中其余類型光束,聚焦場的SAM與OAM分布也會相應(yīng)地發(fā)生變化,表中所列的情況為一般參數(shù)條件下HOPBs的聚焦場分布情況。

表 1 不同光束在緊聚焦條件下OAM與SAM的分布情況Table 1 Distribution of OAM and SAM under tight focusing conditions of different beams

3 緊聚焦場自旋-軌道相互作用的應(yīng)用

緊聚焦條件下的自旋-軌道相互作用為人們研究光子角動量提供了一個(gè)新的視角。例如,緊聚焦光場能產(chǎn)生縱向的電場分量,從而產(chǎn)生橫向的局域角動量分布,這一新穎光場特性引起了人們的廣泛關(guān)注[37,38]。2020年,上海理工大學(xué)詹其文團(tuán)隊(duì)從理論到實(shí)驗(yàn)展示了具有時(shí)空渦旋相位并攜帶光子橫向軌道角動量的新型光場,開創(chuàng)了一個(gè)全新的光子軌道角動量自由度[39]。此外,自旋-軌道相互作用為光場調(diào)控以及光與物質(zhì)相互作用調(diào)控提供了新的自由度[10,40,41]。自旋-軌道耦合能夠調(diào)控聚焦場的三維偏振分布[42],進(jìn)而實(shí)現(xiàn)三維偏振成像[43]、偏振加密[44]等。人們還利用該性質(zhì)通過改變圓偏振入射光的徑向振幅分布來調(diào)控聚焦場的軌道角動量[45],通過改變?nèi)肷涔獾钠穹植紒碚{(diào)控聚焦場的軌道角動量[46],以及通過改變?nèi)肷涔獾南辔环植紒碓鰪?qiáng)自旋霍爾效應(yīng)[47]。這些新的光學(xué)屬性和光場調(diào)控方法促進(jìn)了光與物質(zhì)相互作用相關(guān)研究,例如光操控[19?21,48]、光學(xué)成像[22,49]和光學(xué)微納探測[50,51]等領(lǐng)域。

緊聚焦條件下自旋-軌道角動量耦合為光學(xué)微操控提供了新的功能。2018年,Forbes課題組利用全息光鑷在焦平面生成不同的HOPS光束,聚焦的HOPS光束在同一平面捕獲不同的微粒,進(jìn)而可以實(shí)現(xiàn)獨(dú)立調(diào)控微粒不同的轉(zhuǎn)動狀態(tài)[52],如圖10(a)所示。最近,南開大學(xué)的李勇男課題組采用具有徑向強(qiáng)度梯度的圓偏光,通過自旋-軌道相互作用調(diào)控使得聚焦光束在不同平面上同時(shí)捕獲多個(gè)粒子發(fā)生公轉(zhuǎn),并調(diào)控粒子旋轉(zhuǎn)方向與旋轉(zhuǎn)速度[圖10(b)],通過粒子的旋轉(zhuǎn)情況可以反饋粒子所處平面的位置[45]。2020年,芝加哥大學(xué)的Parker等[53]利用聚焦光場的特殊分布和金屬納米顆粒的散射特性,設(shè)計(jì)了一個(gè)“光學(xué)物質(zhì)機(jī)器”:圓偏振高斯光束緊聚焦后產(chǎn)生的OAM使得捕獲的納米粒子陣列繞軸旋轉(zhuǎn),同時(shí)散射光引起周圍光場攜帶一定的SAM與OAM,從而帶動周圍粒子繞納米粒子陣列發(fā)生自轉(zhuǎn)與公轉(zhuǎn),產(chǎn)生了一種光學(xué)齒輪,如圖10(c)所示。

圖10 緊聚焦條件下自旋-軌道角動量耦合在粒子捕獲中的應(yīng)用[45,52,53]Fig.10 Application of spin-orbital angular momentum coupling in particle capture under tight focus condition[45,52,53]

緊聚焦條件下自旋-軌道角動量耦合為光學(xué)微納探測提供了新的維度。愛爾蘭國立大學(xué)的Bliokh課題組利用緊聚焦條件下自旋-軌道耦合對納米粒子位置的敏感性,實(shí)驗(yàn)測量了納米粒子在焦平面不同位置時(shí)的局域SAM分布,證明了該現(xiàn)象能用于探測納米粒子的精確位移,如圖11(a)所示[50]。2019年,德國Max-Planck研究所的Woniak等[51]利用緊聚焦條件下自旋-軌道角動量耦合,采用手性納米顆粒探測了入射光場OAM符號,實(shí)現(xiàn)了用納米手性顆粒探測光的手性,實(shí)驗(yàn)裝置示意圖以及納米顆粒的透射譜與入射光束渦旋狀態(tài)關(guān)系的實(shí)驗(yàn)和模擬數(shù)據(jù)如圖11(b)所示。

圖11 緊聚焦條件下自旋-軌道角動量耦合在探測中的應(yīng)用[50,51]Fig.11 Application of spin-orbital angular momentum coupling in detection under tight focusing conditions[50,51]

4 總結(jié)

簡要總結(jié)了緊聚焦條件下自旋-軌道角動量相互作用的幾種形式和特性,以及相關(guān)應(yīng)用的最新研究進(jìn)展?；诰o聚焦條件下的自旋-軌道角動量相互作用,通過改變?nèi)肷涔鈭龅腟AM、OAM或偏振分布可以實(shí)現(xiàn)調(diào)控聚焦場的三維SAM和OAM分布,這為高維的光場調(diào)控提供了一個(gè)新的自由度。從更廣泛的角度來說,光的自旋-軌道耦合現(xiàn)象反映了在光與物質(zhì)相互作用過程中光的偏振自由度和相位自由度相互影響的規(guī)律。光學(xué)中廣泛存在的這種現(xiàn)象促使人們不斷加深對光學(xué)角動量的理解,并探索其在光場調(diào)控、光學(xué)捕獲、光學(xué)成像和微納探測等領(lǐng)域的應(yīng)用?；诠鈭鲈诰o聚焦條件下新穎的三維電場和角動量分布特性,這種新的額外自由度可用于提高信息的容量,未來可以進(jìn)一步探索其在光通信、信息存儲以及信息加密等研究領(lǐng)域中的應(yīng)用。