On-chip beam rotators, adiabatic mode converters, and ...

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所有图像（LED，激光，模拟）具有相同的框架尺寸30×30 μm。比例尺为10 μm。a 扭曲波导的组成。研究的波导中，z-对齐的矩形、扭曲的、x-对齐的矩形区域的长度分别为9.3mm、1.4mm、9.3mm。包含来自上方的LED显微图像，其中从6 μm宽度到12 μm宽度的过渡在三维到二维投影中清晰可见。波导面上的激光点的多次扫描被示意图表示。坐标：x/z横向轴，y纵向轴。b 可以通过扭曲波导实现矩形束的旋转，分别使用785nm和激光进行测试。顶部：从x-对齐的矩形输入面引导的光在输出时旋转90°以变为z-对齐。底部：从z-对齐的矩形输入面引导的光在输出时旋转90°以变为x-对齐。c 通过3D成像显微镜测量的折射率分布。虚线框突出显示了能够引导激光光的正折射率区域。折射率对比度被测量为高达0.017。d 785nm激光和激光的模式强度分布的COMSOL模拟。模拟是基于从成像显微镜测量的正区域的折射率数据进行的（用虚线框突出显示）

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可以测试图1b中所示的想法，即在x和z方向上激光点扫描接近堆叠。然而，如方案I中所示的LED照明传输显微镜图像，制造的特征包括被亮色区域包围的两个大黑区，表明由于加工过程中局部热积累而导致的复杂结构。在加热机制fs激光制造过程中，高重复率激光产生高强度等离子体的局部区域。如果选择进行多次扫描的距离过于接近（例如，在x和z方向均为0.4 μm），新扫描产生的高强度等离子体会熔化已有扫描所形成的相邻特征，从而产生复杂的结构。正如在方案I中所示，当用激光传输波导测试时，观察到不均匀的多模轮廓。

从图1d中的单次激光扫描观察到，我们注意到折射率不对称性仅在z方向上存在，而在x方向上不存在（这与现有报告一致）。因此，我们探索了方案II的制造，看看将z扫描步长从0.4 μm增加到1.5 μm是否有所帮助。虽然有轻微的改善，如图1b所示的方案II中，正RI区域在x方向变得更宽，传输的激光模式仍然远低于设计。因此，我们放宽了水平和垂直扫描步骤至1.5 μm，在方案III中制造了x-对齐的矩形和z-对齐的矩形波导。如图1b中的图像所示，方案III为我们提供了更好的工艺特征。比较三种方案在图1b中的激光模式轮廓，方案III制造的波导展现出一个受限的单峰激光引导区域，而不是方案I和II中显示的两个激光引导区域。我们探索了不同的制造参数（脉冲能量50-150nJ，扫描速度1-12mm/s）和横截面尺寸，但无论是方案I还是方案II都无法制造出接近设计的特征。

在本文中的所有波导制造中，系统引起的像差通过使用液晶空间光调制器（SLM）集成到激光制造系统中的无传感自适应光学方法进行了校正。我们通过在每次制造会话前成像激光焦点来实验验证校正。由于浸没和样本之间的折射率不匹配引起的球面像差也通过使用SLM进行了预校正。确保在我们的探索之前，像差得到良好校正是重要的（详细信息见“材料与方法”）。为了便于起见，我们将这种情况表示为“Zernike模式11等于0”或“Z11=0”，其中第11个Zernike多项式模式对应于最低阶球面像差。

虽然方案III看起来为制造策略提供了最佳结果，但仍然存在大面积复杂折射率结构的问题。在z-对齐的矩形波导中，只有顶部区域能够引导光（如图1b右下方的图像所示）。再次强调，单次扫描波导的不对称复杂折射率结构的问题主要存在于z方向。为了解决这个问题，我们引入了额外的波前整形，从而获得强大的能力，可以简化和精确控制fs激光修饰的折射率结构。我们选择了主要的球面像差Zernike模式，因为它可以沿z轴改变激光焦点的形状，同时保持在x-y平面内的圆形对称性（更多分析见补充图S1）。我们发现，通过故意引入负的球面像差相位，我们能够将更多的能量重新分配到激光焦点的下半部分，改变热量分布沿z方向，从而产生相对简化的折射率结构。通过广泛的研究，我们发现波导的形成过程存在差异，施加的球面相位似乎在限制热积累在激光焦点的上部，这使得生成的修饰折射率结构能够匹配激光焦点的形状。相较于没有球面像差的传统单次扫描，修饰的折射率结构的形状通常与激光焦点差异显著。我们在经验证的情况下发现，Z11的幅度为0.8到1.3弧度均方根工作良好，因此我们选择−1弧度均方根（Z11=−1）用于后续的制造。如图1d所示，采用Z11=−1的制造极大简化了单次扫描产生的折射率结构。将Z11=−1应用于方案III中的多扫描x-对齐和z-对齐的矩形波导，我们能够产生与原始波导设计匹配良好的结构（图1e及补充图S2和S3中的更多结果）。导波模式轮廓显示出良好的明亮模式。

使用手动诱导的球面相位，我们制造了核心距离低至0.3 μm的波导，几乎没有观察到损失和模式特性上的差异。核心间距应根据实际应用选择。较大的间距极大地提高了制造效率，更适合长波长应用。较小的间距则提供了对横截面形状和大小的更高控制，可用于更短的波长。我们的目标是优化在1.5 μm波长下设计设备，因此选择了大多数波导的核心距离为1.5 μm。在补充图S2中，我们总结并比较了核心间距从0.5 μm到3.5 μm的波导制造。SPIM-WGs技术使得在所有核心间距下都能制造出横截面远优于经典多次扫描技术的波导，并且最重要的是，它使得创建核心间距<2 μm的波导成为可能，这通常通过经典的多次扫描方法较难实现。此外，SPIM-WGs使用514 nm激光制造的折射率最小尺寸约为3×0.5 μm。这些最小尺寸由物镜的NA和制造激光的波长决定。使用>0.7 NA的物镜，SPIM-WGs的横截面尺寸可以制造得小于2×0.3 μm。

我们将通过这种技术制造的波导命名为球形相位诱导多核波导（SPIM-WGs）。我们实验比较了一个替代方案，即在经典的多次扫描中简单采用高NA物镜（图1a），这可以将垂直间距降低至~3 μm（使用1.3 NA油物镜）。然而，我们的实验结果表明，SPIM-WGs仍具有几项竞争优势，包括更高的制造效率（无量级减少制造时间）、对于折射率分布的更好控制以及更低的传播损失。这些细节将在本文中进一步分析。

通过扭曲波导实现束旋转

利用在所有横向轴上精确控制截面大小的能力，我们创建了沿长度变化的截面形状和大小的波导。这些波导的概念在图2a的示意图中得以体现，其中单个波导由在输入处的z-对齐的矩形波导区域、在中间的扭曲波导区域以及在输出处的x-对齐的矩形波导区域组成。为了在实验中实现这一概念，波导制造了9×2的多次扫描，每个扫描在整个样品上持续移动。通过沿着1.4 mm的长度将9×2的阵列旋转90度，在扭曲区域实现了从z-对齐矩形波导到x-对齐矩形波导的平滑过渡。从制造样本的顶部视图观察的传输显微图像（二维投影）显示了扭曲区域横截面尺寸的清晰变化。

为展示激光模式的过渡效率，我们使用785nm和激光测试了扭曲波导。如图2b所示，当激光光从x-对齐的矩形面耦合时，波导输出的模式轮廓旋转90°以变为z-对齐。类似地，当光从z-对齐的矩形面耦合时，输出模式轮廓旋转90°以变为x-对齐（更多结果见补充图S3）。

为了准确特征化设备各点的波导折射率分布，通过3D成像显微镜测量。由图2c中的轮廓所示，我们可以看到沿z轴的多核波导相结合良好，在z方向形成了平滑过渡的正折射率区域（垂直亮线）。每个单核的正折射率均匀性极高，显著减少了散射以实现低波导损失。正折射率区域的形状和大小在整个多核横截面中高一致性。光引导区域用虚线框突出显示，周围有负折射率区域，这进一步增强了模式的约束。作为SPIM-WGs的优势之一，折射率对比度被测量为17×10^−3，这比大多数报道的玻璃波导高得多。我们相信这得益于球形相位控制和部分重写（更多细节见补充图S4）。与经典多扫描技术相比，SPIM-WGs的折射率分布更有组织，更具可预测性，从而提升了波导质量，尤其是低损失，这将在接下来的讨论中展开。

为了研究从正折射率变化的空间分离区域的波导属性，我们使用实验测量的数据进行模拟。正如图2d所示，在两个波长下导模均匀，没有任何恶化迹象。我们注意到，模态轮廓依赖于多核的间距和折射率对比度。在我们的设计中，选择1.5 μm的核心距离与17×10^−3折射率对比度足以产生均匀的激光引导模，且在785nm和激光下都具有出色的约束性。如图2b、d中所示，较短波长的模式尺寸较小，这也是预期中的结果。基于大量不同波导横截面的模拟，我们发现通过适当设计，这些周期性的正-负折射率截面特征能够产生类似于均匀阶跃折射率波导的模式轮廓，且对波导的损失几乎没有影响，这将在后文讨论。

光引导性能

评估波导损失是检查多核结构或扭曲区域是否会给波导引入额外损失的重要环节。为了全面了解损失，我们制造了若干不同横截面形状和尺寸的波导，如图3a所示。这里我们使用通过激光焦点的单次扫描制造的波导（称为“经典单次扫描波导”）作为对比基础。通过切割法（详细信息在“材料与方法”中）在785nm波长下进行了损失测量。我们首先评估多核结构相比于经典单次扫描波导是否引入了额外损失。图3b中汇总了平均测得的波导传播损失。这些数字是通过对相同配置的几种波导测得的结果的平均比较得出的。除了具有10×4 μm横截面的x-对齐矩形波导外，所有其他SPIM-WGs的传播损失均低于经典单次扫描波导。因此，我们得出结论，整体上SPIM-WGs的传播损失低于经典单次扫描波导。我们认为这是由于SPIM-WGs的折射率均匀性和对比度更高。

所有图像（LED，激光）具有相同的框架尺寸30×30 μm。比例尺为10 μm。a 制造了具有不同横截面形状和尺寸的波导集。经典单次扫描，x-对齐，z-对齐波导为每组两个波导，而扭曲波导（扭曲长度为1.4 mm）为每组四个（两个z-对齐输入面，两个x-对齐输入面）。横截面图像包含在补充图S3中。b 除了经典单次扫描、x-对齐、z-对齐和扭曲波导外的传播损失比较。图中所示的每个数字均为单次扫描、x-和z-对齐每组的两个测量波导的平均值；每组扭曲波导为四个波导的平均值。制造速度为8 mm/s。c 扭曲波导的传播损失与激光焦点扫描速度的关系。横截面尺寸为20×4 μm，扭曲长度为1.4mm，扭曲角度为90°。d 扭曲波导的传播损失与扭曲区域长度的关系。横截面尺寸为10×4 μm，激光扫描速度为8 mm/s（牺牲损失以提高制造效率），扭曲角度为90°。e 扭曲波导的传播损失与扭曲角度的关系。横截面尺寸为20×4 μm，激光扫描速度为8 mm/s（牺牲损失以减少制造时间），扭曲长度为1.4 mm。f 通过不同扭曲角度的几组扭曲波导演示束旋转。左侧：波导特征的LED传输显微图像。中间：测量的激光模式轮廓图像。右侧：不同角度的扭曲SPIM-WGs示意图。

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接下来，我们调查SPIM-WGs中的扭曲区域是否会引入比直线区域额外的损失。图3b中测得的结果表明，扭曲波导的平均传播损失介于x-对齐矩形波导和z-对齐矩形波导之间。因此，我们得出结论，波导横截面的扭曲引入的额外损失应是微不足道的。另一方面，扭曲的SPIM-WGs在图3b中表现出比经典单次扫描波导更低的传播损失。我们注意到，对于单次扫描波导，传统的Z11=0方法提供略低的损失和更好的圆形，但SPIM-WGs在多扫描方法下几乎在所有方面均占据优势。

我们进行了实验来评估制造参数对扭曲波导性能的影响。图3c总结了如何通过改变激光扫描速度来优化扭曲波导的传播损失。出现这种情况，脉冲能量为78 nJ，最佳的扫描速度约为4 mm/s。以这些参数制造的波导测得到的传播损失低至0.14 dB/cm，接近EAGLE玻璃在785 nm时的吸收极限。在我们的实验中，我们持续测量到的传播损失在0.13 - 0.2 dB/cm的范围，进一步证实这些低传播损失是容易重复的。

我们制造了鞠波导以不同的扭曲区域长度，评估这些参数如何影响波导的整体性能。如图3d所示，当减小扭曲区域长度时，总传播损失（直线加扭曲区域）几乎保持不变，这意味着扭曲区域短至0.05 mm的SPIM-WGs与1.4mm扭曲区域的相比，其整体损失相似。此外，我们发现不同扭曲长度的波导在z-对齐到x-对齐模式转换中的表现相当显著。值得注意的是，图3d中的波导是以更高的扫描速度8 mm/s制造的，这将制造时间减少了一半。优化扫描速度可以轻松降低损失，如图3c所示。

最后，我们展示了SPIM-WGs在控制扭曲角度方面的灵活性，提供多样的束旋转能力。我们制造了从z-对齐矩形形状起始的扭曲波导，扭曲角度为0°、30°、45°、60°和90°。图3f包含LED照明显微图像和激光传输模式轮廓，显示出不仅对横截面形状具备良好的控制，也具有柔性以旋转椭圆形激光引导模式的方向。此外，正如图3e所示，扭曲角度的变化对SPIM-WGs的传播损失没有显著的影响。

具有先进模式匹配的绝热模式转换器

我们展示SPIM-WGs的能力灵活创建模式转换器，能够任意转变模式而不考虑对称性。有许多光子芯片应用需要模式操作，例如，当需要模式匹配时。我们突出四个常见的应用案例以展示这一能力。在大多数光学芯片中，将激光光耦合进出单模光纤是非常重要的。针对直接激光写入波导，研究人员采用了一些通过控制制造激光功率来实现更高耦合效率的方法。基于SPIM-WGs，我们创建了交叉截面在圆形和矩形形状之间转换的转换器（图4a左侧示意图）。模式转换性能展示于图4a，其中模式强度图清晰展示了圆形到椭圆形的过渡。圆形或矩形的形状和大小均可以灵活精确控制。在我们的实验中，模式转换器的圆形面被设计为与8 μm直径的单模光纤核心相同的物理尺寸。这提供了极佳的模式匹配；我们观察到95.7%的光从光纤尖端耦合到了SPIM-WGs模式转换器的圆形面。这代表了通过提升模式匹配，耦合损失从1.69 dB显著降低至0.19 dB，在矩形面情况下的测量结果。带长为1.32 cm的模式转换器的总损失被测得为0.59 dB，波导以6 mm/s的扫描速度制造。在我们的实验中，按相同配置制造的十个转换器的总损失被测量为0.59-0.75 dB的范围，确认光引导性能通过高一致性。

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所有图像（LED，激光）在a和b中具有相同的框架尺寸30×30 μm。比例尺为10 μm。a 左侧：圆形-矩形模式转换器，可将单模光纤（圆形模式）耦合到矩形形状波导（椭圆形模式）。带长为1.32 cm的波导的超低总损失测得为0.59 dB（耦合+传播）。耦合损失被计算为0.19 dB（95.7%光耦合）。中间：LED照明显微图像展示经典多扫描技术无法制造如此高质量的模式转换器，而SPIM-WGs技术则能够实现这一能力。右侧：模式强度与距离的对应SPIM-WGs圆形和椭圆形模式轮廓的图。b 圆形-ppKTP模式转换器，将单模光纤耦合至ppKTP波导。测得带长为1.38 cm的波导在波长下的总损失为0.65 dB（耦合+传播），耦合损失为0.24 dB（94.6%光耦合）。c 圆形-矩形TE01模式转换器，将高斯圆形模式与矩形TE01模式（亦称LP11模式）转换。测得带长为1.27 cm的波导在785 nm波长下的总损失为0.78 dB（耦合+传播），耦合损失低至0.2 dB（95.5%光耦合）。d 圆形-圆形TE01模式转换器，将高斯圆形模式转换为圆形TE01模式或环形强度分布。测得带长为1.27 cm的波导在785 nm波长下的总损失为0.73 dB（耦合+传播），耦合损失为0.21 dB（95.3%光耦合）。e 上面：用以匹配785nm单模光纤的设计圆形模式轮廓的COMSOL模拟场分布。中间：用以匹配ppKTP波导的设计模式轮廓的COMSOL模拟场分布。底部：用于匹配ppKTP波导模式的设计折射率轮廓。

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作为第二个示例，我们考虑ppKTP（周期性极化钛酸钾）波导，它们应用于非线性光学，特别是在频率转换和量子光源中。波导模式通过自表面开始，并逐渐渗透下去的铷离子交换过程定义，通常会导致偏斜的高斯模式轮廓，从而导致与单模光纤的耦合损失很高，这给这些器件的有效集成带来了主要障碍。根据我们之前的测量，单模光纤与ppKTP波导之间的耦合损失约为70%。我们观察到，将每个模式的效率从70%改善到>80%将使我们突破相位传感中的噪声限制没有选择。我们证明我们的SPIM-WGs技术可以轻松创建转换器，以在ppKTP波导模式与来自外部单模光纤的圆形模式之间转变，因此提供显著改善的耦合。我们设计了呈现于图4b的折射率轮廓，能够生成与典型ppKTP波导模式匹配的模式轮廓。设计的折射率轮廓通过使用COMSOL模拟的反馈来精细调整其尺寸和形状而创建。我们从8 μm直径的圆形形状（与单模光纤的核心大小相匹配）到设计的ppKTP折射率，制造出宽度分别为8×8 μm、6×6 μm和4×4 μm的类型模式转换器。典型的带长为1.38 cm的模式转换器的总损失被测得为低至0.65 dB，其中耦合损失为0.24 dB（94.6%光耦合）。总共制造了18个转换器，测得的总损失在0.65-0.8 dB范围内。呈现于图4c的8×8 μm尺寸的伪ppKTP波导的一个转换器的模式轮廓，模式形状的过渡非常明显。在实际应用中，模式转换器的长度可以截短（例如~0.5 cm），轻易减少传播损失，使整体效率提高到>90%。

在光学中创造绝热模式转换器的优势是可以设计出在整个可见到近红外的广泛波长下工作的器件，因为诸如玻璃这样的材料在这些波长下具有较低的吸收。为展示我们技术在不同波长区间的适用性，我们创建了另外两个模式转换器（见图4c、d）。这些转换器适用于785 nm激光转换。其他目标波长的模式转换器也很容易实现，因为其设计主要在于规模大小上的不同。

作为第三个示例，我们创建了一个模式转换器，可以在高斯模式与矩形TE10模式之间转变。我们激发了具有两极沿x方向的TE01模式，但如上所述，在另一方向（z-对齐）设计转换容易实现（TE01和TE10有时用于区分极的方向）。这种传统的TE01模式与波导理论中的LP11模式具有相同的模式强度轮廓，这意味着我们生成的TE01模式可以耦合到矩形波导或圆形波导。在矩形形状输出面中，易于激发TE01模式（图4c）或椭圆形状模式（例如，图2）均可实现。它们之间的过渡可以通过输入角度的轻微移动（~5°）或输入光束相对于波导位置的轻微移动（~0.5-1 μm）来轻松控制。在实际应用中，我们使用光学胶水固定光纤与波导样品之间的角度或位置。图4c中的示范中，我们选择引入角度移动，同时带来了略高的传播损失。带长为1.27 cm的此模式转换器，在785 nm激光下的测量总损失为0.78 dB，其中波导以8 mm/s扫描速度制造。

作为第四个示例，我们创建了一个模式转换器，可以在高斯圆形模式和圆形TE10模式——带有空心核心的环形强度——之间转换。为了生成具有对称和均匀强度的环形强度，我们使用COMSOL模拟来精确设计每个单次激光扫描的相应位置（总共18次扫描用于一个转换器）。我们注意到，每个单次扫描的位置并不均匀分布在圆周上，因为单次扫描产生的结构通常在z方向上延长。这在图4f的最后一个COMSOL模拟的图像中可见。最终，测量的环形模式轮廓在785 nm时具有高对称性和均匀强度。带长为1.27 cm的模式转换器的总损失在785 nm激光下测得为0.73 dB，其中波导以8 mm/s的扫描速度制造。总共制造了24个模式转换器，环直径从6.5 μm到13 μm变化，测得的总插入损失在0.73至0.88 dB之间。

为展示SPIM-WGs在制造高质量绝热模式转换器方面的能力，我们还增加了经典多扫描的制造结果以作比较，如图4中所示。可以看出，经典多扫描制造的结构非常复杂。对于短波长的应用，情况则变得更糟。模式转换器需要精确制造，因此我们可以得出结论，经典多扫描在加热机制下无法制造出这些模式转换器。

SPIM-WGs在制造绝热模式转换器方面的能力并不限于上述四个示例。我们还发现，SPIM-WGs模式转换器中交叉截面的绝热过渡引入的额外损失微乎其微。模式转换器的传播损失与固定横截面且尺寸相同的波导几乎相同。我们还对模式转换器的绝热过程进行了实验验证，结果在补充图S7中汇总。

芯片上的波长依赖的波片

在本节中，我们通过展示对引导线性偏振光的偏振状态操作，扩展SPIM-WGs的能力，增强SPIM-WGs光子电路的工具箱。为了证明这一概念，我们构建了偏振控制的实验装置（详细信息见“材料与方法”）。波导在测试时使用来自单色或宽频超连续激光源的线性偏振光。SPIM-WGs的偏振转换效率（PCE）进行了评估，定义如下：

$$PCE_{TE \to TM} = \frac{{P_{TM}}}{{P_{TE} + P_{TM}}}$$

$$PCE_{TM \to TE} = \frac{{P_{TE}}}{{P_{TE} + P_{TM}}}$$

其中，PTE(TM)是波导输出面中TE（TM）偏振的光功率。

我们调查了具有不同扭曲长度和总长度的90°扭曲波导（见图2a图示）。当用0°/90°线性偏振的nm单色激光进行测试时，我们发现适当设计的扭曲波导能够通过扭曲区域的绝热模式演变机制旋转传递激光光的偏振。当光在扭曲区域沿着这样的延伸矩形形状传播时，模式形状不仅经历绝热演化，光子的偏振也会随着基本模式的演变渐渐变化。图5a比较了两种波导，虽然总长度为30 mm，扭曲长度分别为25 mm（顶部）和15 mm（底部）。如模式图像所示，扭曲长度为25 mm的波导保持了在nm的引导激光光的同一偏振状态。相比之下，长度为15 mm的波导的偏振状态转换效率高达60%，如图5a底部图像所示。当输入TE时，波导输出出现强烈的TM模式，类似的情况也是为TM模式转换为TE模式所示。

所有图像（LED，激光）具有相同的框架尺寸30×30 μm。比例尺为10 μm。a 使用nm波长激光的偏振控制实验结果。顶部：扭曲长度为25 mm的波导。底部：扭曲长度为15 mm的波导。这些图像是特定输出偏振态下观察到的波导模式的图像，输入激光光为纯TE或纯TM偏振。两个波导总长度为30 mm。b 测量的偏振转换PCE，适用于总长度为30 mm的扭曲波导，不同的扭曲长度（25 mm和15 mm），广泛近红外波段。对于任何目标波长，PCE均可通过修改扭曲长度而控制，同时保持总长度不变。红色曲线为用横向偏振输入激光测得的数据，橙色曲线则为垂直偏振输入激光的数据。c 总长度为10 mm、扭曲长度为1.4 mm的扭曲波导的测量偏振转换PCE，广泛近红外波段。与比较的直矩形波导的偏振操作行为已在补充图S9中进行测量，这里的波导横截面尺寸为20×4 μm，扭曲波导最大扭曲角为90°。

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在图5b、c的结果中，展示了近红外光下的扭曲波导的偏振操作能力。我们观察到，偏振转换在广泛波长范围内具有周期性的变化。我们认为，这种振荡可能是由于波导中高阶模态的激发和干涉造成的。补充说明2提供了此模式干涉的数学表示的详细内容。根据模态组指数的定义，
$$n_g = - \frac{{\lambda^2}}{{2\pi}} \frac{{d\beta}}{{d\lambda}} = n_{eff} - \lambda \frac{{dn_{eff}}}{{d\lambda}}$$
其中β为传播常数，λ为传输激光的波长，neff为有效折射率。我们获得了以下波长谱振荡的表达式（更多详细信息见补充说明2）：

$${{\Delta}} \lambda = \pm \frac{{\lambda^2}}{{(n_{g1} - n_{g2})L}}$$

ng在波长上的依赖性相对较弱，因此Δλ几乎是λ^2和L的函数。观察到的振荡周期的现实表明，干涉发生在不同阶的模态之间，而不是相同阶偏振模态之间。部分模态的能量正在干涉并沿着扭曲区域的长度耦合，波导中的模式转换和偏振转换均发生于此。部分模式干涉对偏振转换是建设性的，而其他模式则是相反的（详细信息见补充说明2）。在一些特定的波长范围，模式干涉中的负面影响重于其他波长范围，因此我们观察到在这些波长下几乎没有偏振转换。偏振转换受到模式干涉的不同影响，这解释了PCE在广泛波长范围内的振荡效果。

修改波导的总长使得能够调整偏振转换振荡的周期，为芯片上的偏振操作提供有用工具。当总波导长度固定时，改变扭曲区域的长度会使周期振荡发生位移，如图5b所示。在固定总长度的情况下，控制扭曲区域的长度因而成为可调偏振操作的第二种方法。基于这些观察，一种波片可以被设计并实现，其在几个目标波长下提供旋转的偏振状态，同时在其他波长上保持原始的偏振状态。例如，如图5b的中间图所示，一个扭曲长度为15 mm的波片能够在波段（例如电信C波段）和波段（例如电信E波段）下工作为波片，但在波段（例如电信S波段）下能保持原始偏振状态。相反，长度为25mm的波导（如图顶部）。可以在波段固定原始偏振状态（例如电信C波段）工作，并在波段（例如电信E波段）工作作为波片。如此可设计和实现一块具有预期旋转偏振角的波片，以特定波长。通过将多个核心之间的间距减小到0.65 μm，以产生更均匀的折射率横截面，我们的偏振转换效率达到约70%。这是关于在低折射率对比度的90°扭曲波导中实施的偏振转换效应的首次广泛报告的实验研究，这些结果显示出，与具有高对比度阶跃折射率的波导相比，如果应用相同的扭曲长度，偏振转换效应似乎较弱。

尽管达成全偏振转换仿佛不易，但具有低损失和多波长适用性的设计波片仍可应用于一些重要应用中，无需全偏振转换，如各类集成量子纠缠光子源、量子偏振光子的研究及许多其他需要集成片上波片的光子器件。此外，这一波长依赖性所带来的能力，使得波导可以在1或多个波长下作为旋转波片，并对其他不同波长的偏振几乎没有影响，这对于频分复用（FDM）电信系统可能非常有趣。第三，波片可以被设计成保持偏振的束旋转器，同时光束强度轮廓以简单的方式旋转90°，而几乎不改变原始偏振状态。这些案例在图5b、c中实验性展示，其中偏振转换接近为零，但波束轮廓本身却旋转了90°。最后，偏振转换的功能可以与单一波导设计中的绝热模式转换结合，以实现展现多种功能的器件，这对超紧凑集成光电路的未来发展至关重要。

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