Steuerung der Phasenverschiebung des optischen Spin-Halls

May 28, 2023

Scientific Reports Band 5, Artikelnummer: 13900 (2015) Diesen Artikel zitieren

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Der Spin-Hall-Effekt von Licht ist eine spinabhängige Querverschiebung des optischen Strahls, der sich entlang einer gekrümmten Flugbahn ausbreitet, wobei der Brechungsindexgradient eine Rolle im elektrischen Feld beim Spin-Hall-Effekt von Festkörpersystemen spielt. Um die optische Spin-Hall-Verschiebung bei einer Brechung an der Luft-Glas-Grenzfläche zu beobachten, war eine Verstärkungstechnik wie die quantenschwache Messung erforderlich. Bei der Phasendiskontinuitätsmetaoberfläche (PMS) findet eine schnelle Phasenänderung entlang der Metaoberfläche über eine Entfernung unterhalb der Wellenlänge statt, was zu einem großen Brechungsindexgradienten für den Brechungsstrahl führt und eine direkte Erkennung der optischen Spin-Hall-Verschiebung ohne Verstärkung ermöglicht. Hier stellen wir fest, dass die relative optische Spin-Hall-Verschiebung vom Einfallswinkel am PMS abhängt, und demonstrieren eine Kontrolle der optischen Spin-Hall-Verschiebung durch die Konstruktion einer Schwachwertmessung mit einer variablen Phasenverzögerung in der Nachauswahl. Die Fähigkeit zur Steuerung der optischen Spin-Hall-Verschiebung ermöglicht eine abstimmbare Präzisionsmesstechnik, die auf nanoskalige Photonik wie Drehimpulsübertragung und -erfassung anwendbar ist.

Nach Maxwells Beschreibung ist die Transversalität eine grundlegende Eigenschaft elektromagnetischer Wellen. Bei einem optischen Strahl, der sich entlang einer gekrümmten Flugbahn ausbreitet, führt die Transversalität zu einer Spin-Bahn-Wechselwirkung, die ein Beispiel für Wechselwirkungs-Hamiltonianer ist, die langsame und schnelle Systeme koppeln. Eine Kopplung langsamer und schneller Systeme führt zu wechselseitigen Wirkungs- und Reaktionseffekten zwischen den beiden Systemen, die kohärent anhand der Berry-Phase und -Krümmung beschrieben werden1,2. Darüber hinaus ermöglicht das Vorhandensein eines entarteten Punktes in der Energie-Impuls-Dispersionsbeziehung von Licht die Einführung eines topologischen magnetischen Monopols bei der Beschreibung der Spin-Bahn-Wechselwirkung3,4.

Bei der Spin-Bahn-Wechselwirkung eines optischen Strahls entlang einer gekrümmten Flugbahn entsprechen die Strahlflugbahn und der optische Spin den langsamen bzw. schnellen Systemen. Die Drehung des Lichts in der Polarisationsebene entlang einer gewickelten optischen Faser resultiert aus der Auswirkung einer gekrümmten Strahlbahn (langsam) auf den optischen Spin (schnell), was eine Manifestation der Berry-Phase in der Lichtpolarisation ist5. Andererseits führt die Wirkung des optischen Spins (schnell) auf eine gekrümmte Strahlbahn (langsam) zu einer spinabhängigen Querverschiebung des Schwerpunkts des optischen Strahls, d. h. dem Spin-Hall-Effekt des Lichts (SHEL)6,7. Die Strahlbahn wird durch die Lorentzkraft im Impulsraum beschrieben, wobei es sich um den Brechungsindexgradienten und die topologische magnetische Monopol-Berry-Krümmung handelt, die mit dem optischen Strahl des Spins λ8,9,10 verbunden ist.

In der Luft-Glas-Grenzfläche ist die Größe nicht groß genug und um ein Bild zu erhalten, das die optische Spin-Hall-Transversalverschiebung zeigt, war es notwendig, ein Multiplikationsprisma zu verwenden, um mehrere Totalreflexionen zu erhalten7. Im Fall der Brechung an der Luft-Glas-Grenzfläche war ein direkter Nachweis der spinabhängigen Querverschiebung nicht ohne weiteres möglich und für die Beobachtung wurde eine schwache Messverstärkungstechnik eingesetzt, bei der ein nahezu gekreuzter Polarisator/Analysator zur Verstärkung des optischen Spin-Halls eingesetzt wird Verschiebung mittels einer quantenschwachen Messung11,12.

Die direkte Beobachtung der optischen Spin-Hall-Verschiebung im Fernfeld wurde in künstlichen optischen Strukturen wie einer Reihe plasmonischer rechteckiger Aperturen und dielektrischen Gradienten-Metaoberflächen realisiert 13,14. Im Gegensatz dazu führt in einer Phasendiskontinuitäts-Metaoberfläche (PMS), die aus einer Anordnung V-förmiger Antennen besteht, eine schnelle Phasenänderung entlang der Metaoberfläche über eine Entfernung unterhalb der Wellenlänge zu einem großen Brechungsindexgradienten für kreuzpolarisierte Streulichter . Die Größe der SHEL-Transversalverschiebung liegt im nahen IR-Spektralbereich in der Größenordnung von einigen hundert Nanometern und wurde direkt erfasst, ohne auf eine schwache Messverstärkungstechnik zurückzugreifen16.

Ein besonderes Merkmal von PMS besteht darin, dass der Brechungsindexgradient tangential zur Metaoberfläche verläuft, im Gegensatz zur Luft-Glas-Grenzfläche, wo der Brechungsindexgradient senkrecht zur Grenzfläche verläuft. An der in Abb. 1(a) gezeigten Luft-Glas-Grenzfläche sind die Radien der kreisförmigen Äquifrequenzkontur in Luft und Glas unterschiedlich und Querverschiebungen heben sich an den oberen und unteren parallelen Grenzflächen mit entgegengesetzten Brechungsindexgradienten auf11. Bei PMS auf einem Glassubstrat hingegen ergibt sich die Nettotransversalverschiebung aus dem Brechungsindexgradienten der Metaoberfläche, wie in Abb. 1 (b) mit einer einzelnen kreisförmigen Gleichfrequenzkontur mit dem durch den Energieimpuls des Lichts in Luft angegebenen Radius .

Schematische Darstellung optischer Strahlbrechungen mit Phasengradient in der Einfallsebene.

(a) An der Luft-Glas-Grenzfläche verläuft die Z-Achse senkrecht zur Oberfläche, und die Radien von Kreisen mit gleichfrequenter Kontur sind in Luft und Glas unterschiedlich. (b) Bei Phasendiskontinuität ist die Metaoberfläche entlang der x-Achse tangential zur Oberfläche und die Nettobrechung nach dem Durchgang durch das Glassubstrat wird durch einen Kreis der Gleichfrequenzkontur in Luft mit einem zusätzlichen Impuls von beschrieben.

In diesem Artikel leiten wir zunächst einen Ausdruck der optischen Spin-Hall-Transversalverschiebung in PMS ab. Da der Brechungsindexgradient tangential zur Metaoberfläche verläuft, ist die Rotationssymmetrie in Bezug auf die Oberflächennormale gebrochen und die Erhaltung des Gesamtdrehimpulses gilt nicht für einen optischen Strahl, der durch PMS geht. Eine auf der Berry-Verbindung basierende Analyse ermöglicht jedoch einen analytischen Ausdruck der optischen Spin-Hall-Transversalverschiebung. Als nächstes zeigen wir sowohl theoretisch als auch experimentell, dass das Vorzeichen der relativen transversalen Verschiebung vom Einfallswinkel abhängt, der als analytischer Ausdruck der optischen Spin-Hall-Transversalverschiebung sowie der Berry-Krümmung verstanden wird. Anschließend führen wir eine Messung schwacher Werte ein, um das Vorzeichen und die Größe der Querverschiebung zu steuern, indem wir die optische Phasenverzögerung in der Nachauswahl manipulieren. Schließlich demonstrieren wir die dynamische Steuerung der Querverschiebung durch Variation einer an den variablen Flüssigkristallretarder angelegten elektrischen Spannung.

In der in Abb. 2 gezeigten Äquifrequenzoberfläche von PMS verläuft der Brechungsindexgradient entlang der x-Achse und die topologischen magnetischen Monopol-Berry-Krümmungen sind radiale Vektoren, deren Richtungen durch die Einfalls- und Brechungswinkel θi und θt bestimmt werden. Die Querverschiebung δy bei der Brechung bei PMS hängt mit dem Phasengradienten und den Berry-Verbindungen von Einfalls- und Brechungsstrahlen zusammen und ergibt einen Ausdruck der Querverschiebung:9,17

Einfalls- und Brechungswellenvektoren und Phasengradient in der Sphäre der Gleichfrequenzoberfläche.

(a) Einfallswellenvektor (rot) und Phasengradient (grün) sind in der Sphäre der Äquifrequenzoberfläche dargestellt. (b) Brechungswellenvektor (blau) und Phasengradient (grün) sind in der Sphäre der Äquifrequenzoberfläche dargestellt. In beiden (a,b) befindet sich der topologische magnetische Monopol im Zentrum der Kugel der Gleichfrequenzoberfläche. Die Berry-Krümmungen verlaufen entlang radialer Vektoren mit Polarwinkeln, die durch die Einfalls- und Brechungswinkel θi und θt bestimmt werden.

Siehe ergänzende Gleichung. S2 zur Ableitung von Gl. (1). Aufgrund der beiden Tatsachen, dass am PMS sowohl positive als auch negative Brechungen stattfinden können und dass die Brechung tangential zur PMS-Oberfläche verläuft, hängen Vorzeichen und Größe der Querverschiebung δy von den Einfalls- und Brechungswinkeln θi und θt sowie ab, wie abgelesen werden kann aus Abb. 2 und Gl. (1).

Abbildung 3(a) zeigt Beispiele, wie die relative Querverschiebung optischer Strahlen mit Spins ±1 das Vorzeichen im Detail ändert. Für λ = +1, entsprechend den roten Pfeilen in Abb. 3(a), findet bei θi < θt eine positive Querverschiebung (δy > 0) sowohl bei positiven (①) als auch bei negativen (②) Brechungen statt und wenn θi > θt Sowohl bei der negativen (③) als auch bei der positiven (④) Brechung findet eine negative Querverschiebung (δy < 0) statt. In Abb. 3(b) sind die theoretische Berechnung (durchgezogene Kurven) und die experimentelle Messung (durchgezogene Kreise) des Brechungswinkels θt und der Querverschiebung δy als Funktion des Einfallswinkels θi dargestellt.

Schematische Darstellung der Brechung und Querverschiebung.

(a) Schematische Darstellung der Strahlbrechung von Luft zu ① einem Medium mit positiver Brechung und niedrigem Index, ② einem Medium mit negativer Brechung und niedrigem Index, ③ einem Medium mit negativer Brechung und hohem Index und ④ einem Medium mit positiver Brechung Hochindexmedium werden angezeigt. (b) Theoretische Berechnung (durchgezogene Kurve) und experimentelle Messung (durchgezogener Kreis) des Brechungswinkels (rot) θt und der relativen Querverschiebung (blau) werden als Funktion des Einfallswinkels θi aufgetragen.

Eine schwache Messverstärkungstechnik ermöglichte die Beobachtung der optischen Spin-Hall-Verschiebung in der Luft-Glas-Grenzfläche11. Durch die Vorbereitung eines Polarisators als Vorselektion wird der schwache Wert durch eine starke Messung mit einem nahezu kreuzpolarisierten Analysator als Nachselektion gemessen18. Bei PMS hingegen ist es nicht erforderlich, eine schwache Messverstärkungstechnik zur Beobachtung der optischen Spin-Hall-Verschiebung anzuwenden. Wenn jedoch versucht wird, die Querverschiebung im PMS mit optischen Mitteln zu steuern, kann eine schwache Wertmessung mit einer variablen Phasenverzögerung in der Nachselektion verwendet werden.

Die optische Spin-Hall-Verschiebung ist ein Beispiel für klassische Analoga einer Quantenmessung des Polarisationszustands eines paraxialen Strahls anhand seiner transversalen Amplitudenverteilung19. Durch die Einführung einer variablen optischen Phasenverzögerung in der Nachauswahl können wir den Zustand nach der Auswahl über den gesamten Verzögerungsbereich [0, π/2] abstimmen, um die optische Spin-Hall-Verschiebung zu steuern, die seitdem in PMS möglich ist Die optische Spin-Hall-Verschiebung ist groß genug, um im optischen Fernfeld erfasst zu werden. Wir platzieren einen Phasenverzögerer mit variabler Verzögerung Γ (Modul von π) in einem Kreuzpolarisator/Analysator-Aufbau (P1/P2), um die optische Spin-Hall-Verschiebung in der schwachen Messung zu steuern, wie in Abb. 4(a) gezeigt Der Status nach der Auswahl ist .

Versuchsaufbau und Schwachwertmessung.

(a) Schematische Darstellung einer schwachen Messung mit variabler Verzögerung wird mit P1 = (1, 0)T und P2 = (0, 1) zusammen mit einem REM-Bild der Babinet-Komplementärphasengradienten-Metaoberfläche26 gezeigt. LCVR ist ein variabler Flüssigkristallverzögerer und PSD ist ein quadrantenpositionsempfindlicher Detektor. Eine ausführliche Beschreibung der Probe und Messung finden Sie unter „Methoden“. (b) Die durch einen Kreuzpolarisator/Analysator-Aufbau übertragene Lichtintensität wird als Funktion der Verzögerung Γ des LCVR aufgetragen. (c) Der schwache Wert der optischen Spin-Hall-Verschiebung nach der Phasenverzögerung wird als Funktion der Verzögerung Γ des LCVR mit der entsprechenden Querverschiebung aufgetragen. Blaue durchgezogene Kreise sind Datenpunkte und gestrichelte Kurven stammen aus theoretischen Berechnungen.

Wenn die optische Spin-Hall-Transversalverschiebung bei der Ausbreitungsentfernung z eines Gaußschen Strahls mit einem Rayleigh-Bereich von z0 gemessen wird, wird der beobachtbare metaSHEL in Form der Pauli-Matrix in den linearen Polarisationsbasen ausgedrückt:17,20,21

Der schwache Wert der Querverschiebung, der bei einer Verzögerung Γ nachgewählt wird, lässt sich leicht erhalten.

Beachten Sie, dass die Phasenverzögerung (0 < ε ≪ 1) der Bereich ist, in dem eine schwache Messverstärkung erreicht wird. In Abb. 4(b) ist die durch den Kreuzpolarisator/Analysator-Aufbau von Abb. 4(a) durchgelassene Lichtintensität als Funktion der Verzögerung Γ aufgetragen. Abbildung 4(c) zeigt den schwachen Wert δyw(Γ) eines optischen Strahls, der normalerweise auf PMS einfällt, als Funktion der Verzögerung Γ zusammen mit der entsprechenden Querverschiebung δy. Bei Γ = 1/4 beträgt der schwache Wert δyw(Γ = 1/4) = 7,44 μm, was der Querverschiebung δy = 124 nm ohne kreuzpolarisierten Polarisator/Analysator-Aufbau entspricht. Es ist wichtig zu beachten, dass der von der Phasenverzögerung abhängige schwache Wert im optischen Fernfeld gemessen wird22,23,24.

Um Bilder spinabhängiger optischer Spin-Hall-Verschiebungen zu erhalten, verwendeten wir eine InGaAs-basierte NIR-Kamera. Nach zwei getrennten Messungen von und berechneten wir aus jedem Pixel die Signale. Wir untersuchten, wie sich die optische Spin-Hall-Verschiebung für die s-Polarisation (y-Polarisation) und die p-Polarisation (x-Polarisation) des außergewöhnlichen Brechungsstrahls verhält. In Abb. 5(a) entsprechen blaue und rote ausgefüllte Kreise der s-Polarisation (y-Polarisation) bzw. der p-Polarisation (x-Polarisation). Wie in Abb. 5 (b, c) gezeigt, zeigen die relativen Querverschiebungen eine Vorzeichenumkehr mit der gleichen Größe, die sich von den an der Luft-Glas-Grenzfläche beobachteten unterscheidet.

Bilder spinabhängiger optischer Spin-Hall-Verschiebungen.

(a) Relative Querverschiebungen werden als Funktion der Verzögerung Γ im kreuzpolarisierten Polarisator-/Analysatoraufbau (blaue durchgezogene Kreise) und im parallelpolarisierten Polarisator-/Analysatoraufbau (rote durchgezogene Kreise) gemessen. Bilder spinabhängiger optischer Spin-Hall-Verschiebungen bei Γ = 1/4 (vertikale graue gerade Linie in (a)) werden durch Verarbeitung jedes Pixelsignals in einer InGaAs-basierten NIR-Kamera für (b) kreuzpolarisierten Polarisator/Analysator-Aufbau erhalten, P1 = (1, 0)T und P2 = (0, 1) und (c) parallel polarisierter Polarisator/Analysator-Aufbau, P1 = (0, 1)T und P2 = (0, 1).

Da der schwache Wert bei der Phasenverzögerung Γ nachgewählt wird, ermöglicht eine elektrische Manipulation der Phasenverzögerung im LCVR eine Steuerung des schwachen Werts δyw. Eine Sägezahnwellenform der LCVR-Ansteuerspannung wird wie in Abb. 6(a) gezeigt programmiert, um eine zeitlich variierende Phasenverzögerung zu erhalten, und Abb. 6(b) ist ein Diagramm der gemessenen Phasenverzögerung von LCVR als Funktion von LCVR Fahrspannung. Im oberen Feld von Abb. 6(c) ist die Intensität des durchgelassenen Lichts in Abb. 4(b) als Funktion der LCVR-Antriebsspannung erneut aufgetragen, entsprechend dem Wert von SUM = q1 + q2 + q3 + q4 von a Positionsempfindlicher Detektor (PSD). Im unteren Feld von Abb. 6(c) ist das Produkt aus der Intensität des durchgelassenen Lichts in Abb. 4(b) und der relativen Querverschiebung in Abb. 4(c) als Funktion der LCVR-Antriebsspannung aufgetragen, entsprechend der Wert von Y = (q1 + q2) − (q3 + q4) der PSD, verbunden mit der optischen Spin-Hall-Verschiebung. Hier repräsentieren q1, q2, q3 und q4 den oberen linken, oberen rechten, unteren linken und unteren rechten Quadranten des PSD.

Dynamische Steuerung der Querverschiebung.

Für ein normal einfallendes Licht in einem Kreuzpolarisator/Analysator-Aufbau wird die optische Spin-Hall-Transversalverschiebung dynamisch gesteuert. (a) Die Sägezahnwellenform der LCVR-Antriebsspannung ist dargestellt. (b) Verzögerung von LCVR und (c) SUM und Y von PSD werden als Funktion der LCVR-Antriebsspannung aufgetragen. Oszilloskopspuren von (d) Sägezahnwellenform und SUM von PSD und (e) SUM und Y von PSD werden angezeigt. (f) Das Umschalten zwischen positivem und negativem Y wird demonstriert, wenn die Antriebsspannung variiert wird.

Um eine dynamische Steuerung der Querverschiebung zu demonstrieren, haben wir SUM und Y vom PSD per Oszilloskop überwacht, wobei eine Sägezahnwellenform der LCVR-Antriebsspannung mit 1,0 V und 3,0 V als Anfangs- und Endspannung übernommen wurde, die die Phase abdeckt Verzögerung von 0 auf 1 (Modul von π). Dual-Oszilloskop-Spuren einer Sägezahnwellenform der LCVR-Antriebsspannung (Kanal 2) und SUM (Kanal 1) sind in Abb. 6(d) dargestellt, und Dual-Oszilloskop-Spuren von SUM (Kanal 1) und Y (Kanal 2) sind dargestellt in Abb. 6(e).

Wie in Abb. 6(e) zu sehen ist, kommt es zu einer Vorzeichenumkehr in Y (Kanal 2) bei einer LCVR-Ansteuerspannung von 1,45 V entsprechend , in deren Nähe eine schwache Messverstärkung erreicht wird. Dies führt zu einem Schaltverhalten der nachträglich ausgewählten optischen Spin-Hall-Transversalverschiebung, wenn die Phasenverzögerung über Kreuz variiert wird. Darüber hinaus sind das Vorzeichen und die Größe der optischen Spin-Hall-Verschiebung präzise steuerbar, indem die Phasenverzögerung bei einem bestimmten Einfallswinkel manipuliert wird. Dies hat eine wichtige Anwendung beim Scannen chiraler Oberflächen, um die räumliche Verteilung der Händigkeit der Chiralität in hoher Auflösung zu identifizieren, beispielsweise auf der Oberfläche von Biomaterialien oder chiralabhängigen reflektierenden Oberflächen25.

In Abb. 6(f) ist ein Umschalten zwischen positivem und negativem Y (Kanal 2) dargestellt, während die Ansteuerspannung (Kanal 1) zwischen 1,25 V (Γ = 0,65) und 1,77 V (Γ = 0,35) wechselt. Der Schaltvorgang der nachträglich ausgewählten optischen Spin-Hall-Verschiebung hat eine potenzielle Anwendung für die Signalverarbeitung in der Nanophotonik.

Abschließend werden die Berry-Verbindung und -Krümmung eingeführt, um die optische Spin-Hall-Verschiebung in der Phasendiskontinuitäts-Metaoberfläche zu beschreiben. Ein großer Brechungsindexgradient tangential zur Metaoberfläche ermöglicht einen Vorzeichenwechsel der relativen Querverschiebung bei variierendem Einfallswinkel eines optischen Strahls. Durch die Anwendung einer Schwachwertmessung wird gezeigt, dass die optische Spin-Hall-Verschiebung durch Manipulation der optischen Phasenverzögerung in der Nachselektion gesteuert werden kann. Darüber hinaus wird der Schaltvorgang der nachträglich ausgewählten optischen Spin-Hall-Verschiebung als Beispiel für die dynamische Steuerung der Transversalverschiebung gezeigt. Die Steuerung der Hall-Verschiebung des optischen Spins im optischen Fernfeld hat starke Auswirkungen auf Anwendungen, bei denen der optische Spin als Freiheitsgrad für die Signalverarbeitung, die Drehimpulsübertragung, die Erfassung und das Scannen chiraler Oberflächen genutzt wird.

Die Metaoberfläche mit Phasendiskontinuität besteht aus einem V-förmigen Antennenmuster15. Eine lineare Anordnung von acht V-förmigen Aperturen wiederholt sich entlang der x-Achse mit der Gitterkonstante Γ von 2400 nm. Durch fokussiertes Ionenstrahlfräsen werden komplementäre V-förmige Babinet-Antennen auf einem 30 nm dicken Au-Film mit Elektronenstrahlverdampfung auf einem Quarzglassubstrat mit einer Haftschicht aus 3 nm dickem Titan hergestellt26.

Als Lichtquelle haben wir eine eigenständige, thermisch stabilisierte Laserdiode im Pigtail-Stil mit 10 mW λ = 1310 nm (OZ Optics-OZ-2000) und einem Ausgangsfaserdurchmesser von 50 μm verwendet. Der Strahl durchläuft einen Glan/Thomson-Polarisator P1 (Thorlabs-GL10-C) und wird linear polarisiert. Dann wird es mit einem Mikroskopobjektiv, f = 95 mm, auf die Metaoberfläche fokussiert, bis zu einer 1/e2-Intensitätsfleckgröße w0 = 50 μm. Der außerordentliche Brechungsstrahl wird mit einem Mikroskopobjektiv, f = 95 mm, gesammelt und ein variabler Flüssigkristallverzögerer (Thorlabs-LCC1113-C) sowie ein zweiter Polarisator P2 werden verwendet, um den Polarisationszustand mit einer InGaAs-basierten NIR-Kamera (Ophir) aufzulösen -XC-130) und ein InGaAs-basierter quadrantenpositionsempfindlicher Detektor (Newport-2903) mit einem aktiven Bereich von 3 mm Durchmesser werden für die Bildgebung und Erkennung verwendet. In unserem Versuchsaufbau beträgt die Ausbreitungsstrecke z = f = 60 z0. Der positionsempfindliche Detektor ist an das Oszilloskop angeschlossen und die Positionsdaten X, Y und SUM werden überwacht. Die relative Querverschiebung, die aus der Lichtintensitätsmessung durch einen auf einem zweidimensionalen Translationstisch platzierten Fotoempfänger ermittelt wird.

So zitieren Sie diesen Artikel: Lee, YU und Wu, JW Kontrolle der optischen Spin-Hall-Verschiebung in der Phasendiskontinuitäts-Metaoberfläche durch Messung schwacher Werte nach der Auswahl. Wissenschaft. Rep. 5, 13900; doi: 10.1038/srep13900 (2015).

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Diese Arbeit wurde vom Ministerium für Wissenschaft, IKT und Zukunftsplanung unterstützt (2014M3A6B3063706, 2015001948). Die Autoren danken Ji-Hyun Lee vom Daejeon Center des Korea Basic Science Institute für die Herstellung von Proben durch fokussiertes Ionenstrahlfräsen (Quanta 3D FEG).

Abteilung für Physik und Quantenmetamaterialien-Forschungszentrum, Ewha Womans University, Seoul, 03760, Korea

YU Lee & JW Wu

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YUL und JWW sind für eine originelle Idee und das Design des Experiments verantwortlich. YUL führte die numerischen Simulationen und experimentellen Messungen durch. YUL und JWW haben das Manuskript geschrieben.

Die Autoren geben an, dass keine konkurrierenden finanziellen Interessen bestehen.

Dieses Werk ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe nichts anderes angegeben ist; Wenn das Material nicht unter der Creative-Commons-Lizenz enthalten ist, müssen Benutzer die Erlaubnis des Lizenzinhabers einholen, um das Material zu reproduzieren. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Nachdrucke und Genehmigungen

Lee, Y., Wu, J. Kontrolle der optischen Spin-Hall-Verschiebung in der Phasendiskontinuitäts-Metaoberfläche durch Messung schwacher Werte nach der Auswahl. Sci Rep 5, 13900 (2015). https://doi.org/10.1038/srep13900

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Eingegangen: 2. April 2015

Angenommen: 3. August 2015

Veröffentlicht: 10. September 2015

DOI: https://doi.org/10.1038/srep13900

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