摘要
俘获中性原子是量子信息技术的领先平台之一，尤其在量子计算方面，但将其扩展到实用规模量子计算所需的阵列尺寸是一项重大的工程挑战。本文综述了光学超表面作为一种使能技术，能够对光的相位、振幅和偏振提供精细控制，其像素数远超空间光调制器（SLMs）和其他有源器件。大像素数最近使得具有数十万个位点的光镊阵列和具有复杂三维俘获轮廓的光瓶束阵列的演示成为可能。光学超表面的灵活性和可扩展性为小型化、集成化和高度可扩展的原子实验和仪器提供了一条途径。我们为客户提供晶圆（硅晶圆，玻璃晶圆，SOI晶圆，GaAs，蓝宝石，碳化硅（导电，非绝缘），Ga2O3,金刚石，GaN（外延片/衬底）），镀膜（PVD,cvd,Ald，PLD）和材料（Au Cu Ag Pt Al Cr Ti Ni Sio2 Tio2 Ti3O5，Ta2O5,ZrO2,TiN，ALN,ZnO,HfO2。。更多材料），键合（石英石英键合，蓝宝石蓝宝石键合）光刻，高精度掩模版，外延，掺杂,电子束光刻等产品及加工服务(请找小编领取我们晶圆标品库存列表，为您的科学实验加速。
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文章名：Metasurfaces for neutral-atom trapping作者：Chengyu Fang1, Minjeong Kim1, Mark Saffman2,3, Jennifer T. Choy1,2, and Mikhail A. Kats1,2,*1.Department of Electrical and Computer Engineering, University of Wisconsin-Madison, 1415 Engineering Drive, Madison, WI 53706, USA 2.Department of Physics, University of Wisconsin-Madison, 1150 University Avenue, Madison, WI 53706, USA 3.Infleqtion, Madison, WI 53703, USA1引言
中性原子阵列是量子计算机以及量子网络和传感的一类关键使能组件[1]。目前俘获原子阵列的主要方法涉及使用有源光学器件，如空间光调制器（SLMs）[2–5]、数字微镜器件（DMDs）[6, 7]和声光偏转器（AODs）[8–10]来形成光偶极阱阵列。这些有源器件可生成具有数千个位点的偶极阱阵列[5]，实现原子重排以形成无缺陷阵列[3]，并促进位点之间的相干输运以实现非局域连接[10, 11]。尽管有源光学器件提供了灵活性，但中性原子阵列的进一步扩展和集成仍面临若干工程挑战。例如，SLMs和DMDs的像素数限制了单个器件可产生的阱数，而AODs中也存在与射频带宽相关的类似限制。可以同时使用多个有源器件来规避，例如SLMs的像素限制[5, 12]，但集成复杂，且迄今为止通过SLMs产生的阱数（最多12,000个位点[5]）仍未达到在整数因式分解[13, 14]或量子化学问题[15, 16]中实现量子优势所需的预测量子比特数。我们注意到，近期一项工作认为对于Shor算法，要求可降至约10,000个可重构原子量子比特[17]，尽管在该量子比特数下运行时间从数月到超过一个世纪不等；实际运行时间为数天至数月仍大约需要多一个数量级的物理量子比特。有源光学器件在原子俘获方面的局限性推动了使用无源光学元件设计阱阵列的研究，包括微透镜阵列（MLAs）[18–22]和重成像光学强度掩模[23, 24]。这些无源元件可大规模制造，潜在地实现非常大的原子阵列。然而，这两种技术都需要额外的光学元件将光束传输和缩焦到真空室中，阻碍了集成和小型化。这些方法的功能也有限；例如，MLAs不易形成复杂光束，如光瓶束。在此，我们综述了一种利用半导体制造技术制造的光学超表面创建大阵列光阱的新兴方法。超表面是平面光学元件，可对光波前提供亚波长控制，并可替代有源和无源光学元件的组合[25]。我们讨论了超表面如何实现（i）将光镊阵列扩展到数百万个位点，（ii）生成复杂俘获轮廓如光瓶束，（iii）在单个光学元件中实现多种功能，如偏振复用或同时进行俘获和成像。我们还讨论了超表面设计的实际方面和挑战，包括材料选择、小型化以及集成到复杂光学和真空系统中。俘获原子阵列的可扩展性对于推进量子技术至关重要，尤其是对于量子计算。在基于里德堡原子的量子计算机（图1(a)）中，每个俘获原子将量子信息存储在两个电子态中，对于Rb和Cs等碱金属原子为超精细基态，对于Sr和Yb等类碱土（类碱土）原子为核自旋态[1]。相邻原子在被激发到里德堡态后可被纠缠[26]。量子门操作随后通过全局施加于阵列或单个原子的激光或微波脉冲序列来实现。解决复杂的量子化学问题，如铁钼辅因子（FeMoco）的基态能量估算，需要数百万个物理量子比特[16]，因为需要数千个逻辑量子比特，而每个逻辑量子比特可能需要多达数千个物理量子比特[14]。在此，我们比较实验上已展示的用于产生镊子阵列的有源和无源光学器件（表1）。我们关注每种方法如何随阱位点数扩展，以及什么（如果有的话）将限制进一步的可扩展性。原子俘获实验中使用的SLMs通常是液晶相位-only面板，对入射激光束逐像素施加0–2π相位分布；然后高数值孔径（NA）透镜将所得波前聚焦到真空室中。SLM处的相位分布通常使用Gerchberg-Saxton（G-S）算法[31]或其变体[29, 32]计算，以实现某个目标俘获轮廓。这种相位-only（全息）方法以相当高的功率效率重新分布光能量，特别是对于稀疏阵列，典型的一阶衍射效率为40−60%[3, 33]（意味着约一半的光被损耗）。由于液晶的响应相对较慢（通常为数十至数百Hz），SLMs主要用于产生静态阱，尽管使用SLMs实现无缺陷阵列的重排也已得到演示[3, 34]。直到最近，实验上展示的最大原子阵列[5]使用两个并行的1024×1024 SLMs实现了一个约12,000个俘获位点的完整阵列，随机装载了约6,100个原子（图1(b)）。为进一步将阱数扩展到百万位点级别，SLM方法面临像素预算的瓶颈。以每个阱约300个像素[27]的典型比例计算，百万位点阵列将需要数亿个像素，这比商用SLMs可用的像素数高出几个数量级。对于SLMs的高功率变体，差距更大，由于更严格的热约束，其像素数更少，但通常需要这些变体，因为俘获单个原子通常需要毫瓦级激光功率，对于大阵列则扩展到数百瓦。例如，参考文献[5]使用的总激光功率超过100瓦。SLMs在高功率激光照射下通常也具有较低的衍射效率，因为液晶性能退化[35]，这进一步阻碍了可扩展性。图1：扩展中性原子镊子阵列的方法。(a) 中性原子量子计算机示意图，其中原子被俘获在光镊阵列中，量子比特编码在两个电子态（|0⟩和|1⟩）中。里德堡态（|r⟩）使相邻原子之间能够纠缠，实现多量子比特门，如右侧所示的CNOT门。(b) 由两个1024×1024 SLMs（总计约200万像素）使用1061 nm和1055 nm激光产生的12,000个镊子位点阵列，装载了6,100个原子；改编自[5]。(c) 由直径为3.5 mm、具有1.14亿像素的超表面产生的360,000个镊子位点阵列（该器件中未装载原子，尽管本工作中报道的较小阵列中展示了单原子俘获）；代表[27]中的结果。(d) 由单个直径为5 mm、具有1.06亿像素的超表面产生的78,400个镊子位点阵列（未装载原子）；改编自[28]。(e) 关于用于原子俘获的超表面的文献总结[27–30]，镊子数量作为超表面像素数的函数。作为参考，还包括了使用两个SLMs的记录结果[5]。虚线圆圈标记了实验上已验证的超表面；其余数据点对应模拟设计。“已测量阱”表示阱已被成像，但可能尚未装载原子。DMD是另一种像素化光学器件，在光束上施加二值振幅掩模，通过每个微镜上的千赫兹（kHz）脉冲宽度调制（PWM）产生灰度振幅。光束轮廓随后可重成像到真空室中以俘获原子。由于DMD作为振幅掩模工作，对于稀疏镊子阵列其功率效率低于相位SLMs[36]，并且其PWM调制在与原子俘获频率重叠时可驱动参量加热[6]。由于这些限制，DMDs不常用于单原子阵列生成。AODs通过晶体中由射频（RF）音调驱动的声波的布拉格衍射偏转入射光束，同时施加多个音调可在不同角度产生多束光，随后聚焦以产生一维阱阵列。二维阵列可由两个正交放置的AODs产生。AODs以兆赫兹（MHz）速率工作，可实现单原子的快速移动[8, 9]。然而，可独立寻址的光束数由RF带宽除以最小RF音调间隔决定，通常将单个AOD限制在数十束光。因此，AODs最适合快速重构而非产生大型静态阵列。这些与SLMs互补的权衡促使了混合架构的使用，即SLMs用于产生大型静态阵列，AODs用于位点之间原子的快速重排[5, 10]。有源器件提供了重排原子[4, 8, 34]和通过实时反馈改善均匀性的能力[37]。然而，它们在扩展到更大原子数时面临显著的工程挑战。SLMs是产生大规模阱阵列的领先平台，但它们仍未提供扩展到数百万阱位点的明确路径。一种解决方案是无源光学元件，它们比完整的SLM更易于设计和制造，因此可轻松扩展。例如，入射到无源光学强度掩模（如孔径阵列）上的激光束可通过将掩模表面重成像到真空室中转化为光阱阵列。二值[23]和三值[24]强度掩模可使用常规制造工艺轻松制作到任意尺寸，并且傅里叶平面中的空间滤波可产生高质量的光阱。振幅掩模已被用于演示镊子光束阵列、光瓶束阵列和交错阵列，后者可使用单个激光俘获两种物质的单个原子[24]。由于重成像光学可设计为具有各种缩倍率，掩模上的特征尺寸可相对较大，即使通过低分辨率光刻也能轻松实现，这使得制造容易且易于扩展。然而，与DMDs类似，使用振幅光学掩模的俘获方法功率效率有限，特别是对于稀疏镊子阵列，其中大部分光最终被掩模反射或吸收。微透镜阵列（MLA）是另一种类型的无源光学元件，当被俘获激光照射时可产生阱[18–22]，间距尺寸从数十到数百微米不等。每个微透镜将入射光聚焦成一个光斑，该光斑可被缩焦并重成像到真空室中以进行原子俘获。基于MLA的镊子阵列已扩展到约3,000个位点[22]。然而，进一步扩展受几个因素限制：每个微透镜的尺寸限制了在成像系统合理光学孔径内可容纳的透镜数量，而相邻微透镜之间的死区限制了功率效率。也许最灵活的无源光学元件是光学超表面，它们是平面光学元件，可对通过它们的光的相位、振幅和/或偏振提供亚波长控制。超表面可发挥与SLMs类似的作用，全息地产生任意场分布，但它们具有更小的像素（即超表面晶胞），抑制了限制SLMs效率的高阶衍射，并可扩展到几乎任意的像素数，仅受高分辨率光刻写入时间的限制。两项研究展示了超表面提供的扩展机会，Holman等人使用直径为3.5 mm、包含1.14亿个二氧化钛超原子的超表面生成了360,000个镊子位点（图1(c)）[27]，Wang等人使用直径为5 mm、包含1.06亿个氮化硅超原子的超表面展示了具有78,400个位点的镊子阵列（图1(d)）[28]。最近，一个直径为19.8 mm、包含约17亿个氮化硅超原子的单一超表面在18,225个位点阵列中俘获了约11,000个原子[30]，超过了SLMs报道的最大原子数。图1(e)显示了阱数可大致随像素数线性扩展，斜率由目标阵列均匀性[27]等因素设定。我们注意到参考文献[30]中的超表面有17亿个像素，远超所演示的18,225个阱所需的数量；在该工作中，较大的像素数用于增大孔径以创建更长的工作距离，使位于真空室外的超表面能够在室内产生阱。除了目前的演示之外，单个超表面的像素预算具有扩展到更大尺寸的路径。在大多数实验室演示中，超表面使用电子束光刻[27–29, 38–40]进行图案化，这是一种串行技术，因此限制了可实现的像素数。然而，其他光刻方法，例如深紫外[41]和纳米压印[42]光刻，可用于显著提高可扩展性和吞吐量。例如，已展示了直径为100 mm的全玻璃可见光超透镜，具有187亿个像素[41]，比目前为原子俘获制造的最大超表面大一个数量级[30]。超表面的大像素数使光束更复杂的振幅和相位控制成为可能，从而实现复杂的三维俘获。在本节中，我们关注光瓶束阵列，它具有被亮壳包围的暗“焦斑”。当激光相对于原子跃迁蓝失谐时，光瓶束可将原子俘获在强度为零的中心。光瓶束比镊子更难形成，因为它们具有更宽的傅里叶频谱[43]，并且需要在阱平面内显著更好的相位控制以形成完整的三维光瓶，这需要更多的超表面像素。尽管增加了复杂性，光瓶束在中性原子应用（尤其是计算）中提供了若干优势[26]。首先，在强度零点而非强度最大值处俘获原子减少了来自阱光的光子散射，支持更长的阱寿命和相干时间[44–47]。此外，光瓶束中的原子对俘获激光强度波动较不敏感，因为原子位置处的光强度很小，因此与光镊相比，相同的分数波动产生较小的扰动。最后，光瓶束避免了所需的变通方法，因为在典型镊子波长下碱金属原子的交流极化率在基态和里德堡态之间符号翻转[48]，这导致在里德堡激发期间镊子中的原子反俘获。现有的变通方法包括使用避免反俘获但增加光子散射的近共振俘获波长[48, 49]，或在里德堡激发期间关闭阱并在之后重新俘获原子[50]，这可能导致原子损失和运动加热[51–53]。在蓝失谐光瓶束中，原子在里德堡激发期间保持受限[54]，并且可以进一步选择“魔幻”波长，在该波长下基态和里德堡态的极化率相同，消除了差分光位移[55]。已有几种方法被证明可形成单个光瓶束。光瓶束可通过两个具有略微不同束腰的高斯光束之间的相消干涉产生（图2(a) [56]），或使用相位-only SLM[54]。单光瓶束也已使用超表面得到演示[57, 58]。例如，如图2(b)所示，由高斯光束照射的单个无源超表面可在焦平面处产生光瓶束阱，与双光束干涉方法相比效率更高。偏振复用超表面也已用于产生光瓶束（图2(c) [58]），其偏振复用功能将在下一节讨论。图2：光瓶束的产生。(a) 通过两个共传播的不同束腰高斯光束的相消干涉产生的光瓶束阱，由主动相位锁定稳定；改编自[56]。(b) 由约1 mm超表面从入射高斯光束产生的单暗阱，针对高效率和阱质量进行了优化；改编自[57]。(c) 偏振复用超表面，对一种圆偏振产生亮阱，对相反圆偏振产生暗阱；改编自[58]。(d) 由超表面产生的十个暗阱的一维阵列；显示了其中五个位点的X-Z和Y-Z截面，光轴沿Z方向；改编自[59]。(e) 由单个超表面产生的二维7×7暗阱阵列，显示在X-Y（焦平面；左）和沿阱中心的X-Z（右）截面；改编自[29]。(f) 由单个超表面产生的交错7×7亮阱和6×6暗阱阵列的二维阵列，显示X-Y（左）以及沿亮阵列的X-Z（中）和沿暗阵列的X-Z（右）截面；改编自[29]。光瓶束比光镊更难形成，因为它们需要同时对焦平面中的振幅和相位进行控制以在三维中形成阱[29]。与光镊相比，这一额外的自由度在使用SLMs或超表面全息产生波前时需要更多的像素。因此，据我们所知，尚未有使用SLM演示大规模光瓶束阵列的报道。超表面可提供比SLMs多几个数量级的像素（第2节），因此是通向大规模、高质量光瓶束阵列的自然途径。最近使用具有TiO₂超原子的超表面实现了一维十个光瓶阵列，其中每个光瓶沿光轴在点相位奇点位置形成（图2(d)）[59]。使用硅-on-蓝宝石超表面演示了二维光瓶束阵列，该阵列位于单个焦平面中（图2(e) [29]），这是使用SLMs的中性原子量子计算中最常用的原子几何结构。在参考文献[29]中，用于设计超表面相位分布的常规G-S算法是不够的，因为它不强制在焦平面中具有特定相位分布，因此开发了一种改进的G-S算法，该算法在俘获位点附近强制振幅和相位（但在其他位置保留场不受约束）。改进的G-S方法也用于设计产生亮阱和暗阱空间交错阵列的超表面（图2(f) [29]）。通过选择一种俘获波长，在该波长下两种原子物质具有相反符号的极化率，单个激光可用于在亮阱中俘获一种原子物质，在暗阱中俘获另一种，这对于量子纠错[60]可能是有利的。更复杂的二维几何结构，如交错的双手性五边形晶格[61]，也可使用超表面轻松生成。除了用于产生阱阵列的光学元件外，中性原子硬件的复杂性还包括真空组件、冷却原子系综的基础设施以及用于荧光读出的光学元件。这些功能需要许多光学组件，包括为与真空室工作而改装的非标准组件，如用于透过厚玻璃壁成像的专用物镜[62]，以及用于高NA光学元件的抗反射涂层。每个额外的光学组件都引入了对准自由度，并可能导致波前畸变和功率损耗。对于需要扩展或需要紧凑和便携的系统来说，这变得越来越难以管理。超表面方法有助于减少不同光学组件的数量。由于每个超原子可被设计为具有随波长和偏振变化的不同响应，单个超表面可执行多种光学功能。在本节中，我们展示了多功能超表面如何正被纳入原子俘获实验，以及它们如何实现更集成的原子仪器。在单原子可被俘获在镊子或光瓶束阱中之前，必须使用磁光阱（MOT）[63]定位和冷却原子云，MOT常规使用三对具有受控手性的相向传播圆偏振光束。这通常需要多个波片、偏振分束器和反射镜（通常为回射器），具有苛刻的对准要求。多功能超表面提供了一条减少MOT中光学元件数量的路径。例如，图3(a)显示了一个超表面，它将一束圆偏振光束分成五束具有均匀功率比和圆偏振的输出光束，实现了紧凑型MOT[64]。分束功能通过使用梯度相位分布实现，而波片功能通过每个像素处的双折射超原子实现。在该平台基础上，参考文献[65]使用第二个超表面替换了图3(a)中剩余的波片和反射镜，进一步减少了光学元件数量。除了磁光俘获和随后对单原子的偶极俘获外，原子实验还需要读出光学元件，通过荧光成像实现[1]。成像和俘获光路通常共享一个高NA物镜，但随后使用二向色镜分成俘获光路（进入真空室）和荧光成像光路（出真空室，在原子共振波长处），通向单光子相机。超表面原则上可简化这些光学系统，初步演示包括偏振复用超透镜，一种偏振用于俘获波长，另一种用于成像波长（图3(b)）[38]，以及波长复用超透镜，仅在俘获波长处内置波片功能（图3(c)）[66]。在这两个演示中，效率仍然是一个挑战，因为多功能性是通过偏振复用[38]或空间交错[66]实现的，尽管通过工程化每个超原子的色散可实现潜在更高效率的消色差设计[69]。图3：超表面在原子俘获光学系统中实现的多功能性、小型化和集成。(a) 用于产生MOT的多功能超表面，结合分束和偏振控制，从一束入射光束产生五束冷却光束；改编自[64]。(b) 偏振复用超透镜，在两种波长（780 nm和850 nm）下对两种正交线偏振工作；改编自[38]。(c) 在780 nm和852 nm下的波长复用超透镜，仅在852 nm处增加四分之一波片功能；改编自[66]。(d–g) 代表性的紧凑型超表面，尺寸从亚毫米到几毫米；改编自[28, 29, 38, 66]。(h) 使用集成在真空室内的超表面产生亮阱和暗阱的示意图；改编自[29]。(i) 集成在真空玻璃室内的熔融石英上非晶硅超表面，用于替换高NA物镜；改编自[38]。(j) 用于产生MOT的发射厘米级圆偏振光束的集成超表面平台；改编自[67]。(k) 集成到铷蒸气原子磁力计中的超表面，用于铷蒸气原子磁力计中的平衡偏振测量；改编自[68]。在提供多功能性的同时，超表面保持紧凑有两个原因。首先，每个超原子具有亚波长尺寸（数百纳米）[25]，而不是相位SLMs中每个像素数至数十微米。其次，由于是无源的，超表面不需要围绕SLM面板的电子和冷却硬件。这种尺寸差异使得毫米级超表面可包含10⁷–10⁸个独立图案化像素[28, 29, 38, 66]，比笨重的SLM多一到两个数量级。它们紧凑的尺寸使超表面更容易与其他原子俘获硬件（如真空室）集成。如参考文献[29]中所提出的，超表面可直接放入真空室中（图3(h)），这可减少由室壁引入的波前畸变[70]，并消除对补偿壁厚的复杂物镜的需求。这种集成是可能的，因为大多数超表面由电介质和半导体组成，可耐受真空烘烤[71]以实现高真空。超表面在真空室内的集成已在参考文献[38]中实验实现，其中超表面使用能够经受烘烤循环的环氧树脂粘合到真空室上（图3(i)）。超表面还可与光子集成电路（PICs）和光纤集成，可在没有庞大自由空间光学元件的情况下产生和传输激光[72–76]，超表面为出射光束的角度、尺寸和偏振提供额外控制。例如，超表面已被用于设定在461 nm和689 nm处用于锶激光冷却的十二束MOT光束的角度、尺寸和圆偏振，以及共传播的813 nm晶格光束和698 nm时钟光束[67]（图3(j)）。如果没有超表面，每个端口将需要其自己的光学元件堆栈，这在单一芯片上跨多个波长和数十个端口进行扩展是困难的。除了冷原子系统外，超表面还可实现基于蒸气室的量子传感器的集成，如需要尽可能小以便现场部署的原子磁力计[77–81]。例如，Yang等人将硅-on-蓝宝石超表面偏振分束器与铷蒸气室集成，用于平衡偏振测量，用单个平面元件替换了常规的沃拉斯顿棱镜[68]（图3(k)）。用于原子俘获超表面的材料平台需要在工作波长处同时提供足够的相位控制和低光学损耗。较高的折射率（n）有助于在低至中等深宽比的超原子上实现完整的0–2π相位覆盖[82]，简化制造，但高n只有在相关可见光和近红外（NIR）原子跃迁处及周围的消光系数（κ）足够小时才有用。图4(a)显示了已用于超表面的几种材料的折射率，以及它们的低损耗波长范围，在此定义为κ < 0.01。由于超表面很薄（即超原子的高度通常为数百纳米），它们可容忍比厚窗口或光子集成电路高得多的材料损耗。在某些情况下，超表面的损耗容限使得半导体能够用于光子能量高于其带隙的情况；例如，晶体硅（c-Si）由于其间接带隙可用于短至650 nm的波长（图4(a)）。一般来说，由于带隙和折射率之间的反比关系[83]，高折射率和更宽透明窗口之间存在权衡，因此在整个可见光和近红外范围内透明的材料折射率不高于约2.5。TiO₂和Si已被广泛用于超表面[84–87]，包括用于原子俘获[29, 38, 39, 66]，尽管在权衡感兴趣波长处的折射率和损耗、材料与衬底的可用性以及制造复杂性时，其他材料选择可能更优选。图4：用于中性原子俘获超表面的光学材料。(a) 超表面材料的折射率（n）作为波长的函数，包括a-Si [88]、c-Si [29]、TiO₂ [82]、Si₃N₄ [89]。实线表示κ < 0.01的低损耗区域，而虚线表示具有较大消光系数的吸收区域。垂直虚线标记了几种代表性原子跃迁：Yb在399 nm，Sr在461 nm，Rb D2在780 nm，Cs D2在852 nm。(b) 由a-Si [65]、c-Si [29]、TiO₂ [59]、SiNx [64]制备的超表面的扫描电子显微镜（SEM）图像。晶体硅（c-Si）在近红外范围内具有高折射率，其间接带隙导致足够低的吸收，可用于设计针对Rb和Cs D线跃迁的超表面（图4(a)）。高折射率和来自CMOS及硅光子学的成熟制造技术使c-Si成为可扩展超表面的有吸引力材料。用于原子俘获的c-Si超表面已从绝缘体上硅[40]和硅-on-蓝宝石[29]晶圆开始制备，其中蓝宝石特别提供透明、化学惰性和UHV兼容的衬底，用于与冷原子系统集成[68]。非晶硅（a-Si）具有较窄的低损耗区域，因为结构无序在大多数波长处引入额外的光学损耗[90]，尽管在波长>800 nm处，由于其非常高的折射率以及通过化学气相沉积（CVD）在透明衬底上直接生长，它可成为一个好的选择[38, 65]。二氧化钛（TiO₂）已被广泛用于低损耗可见光超表面，包括超透镜[84, 85]和用于在可见光中产生颜色的反射超表面[91]。TiO₂在可见光中结合了低吸收和相对较高的折射率（n ≈ 2.4），例如可实现高NA超透镜[84]。对于中性原子系统，这种宽透明范围使得超表面可用于寻址例如Yb、Sr、Rb、Cs的跃迁和俘获波长（图4(a)）。高质量的TiO₂超表面通常通过共形原子层沉积（ALD）填充抗蚀剂掩模周围然后平坦化[27, 84]，或通过基于硬掩模的溅射TiO₂薄膜刻蚀[39]来制造。这些方法可产生高质量器件，但前者受限于ALD的慢生长速率，而后者需要具有挑战性的TiO₂刻蚀[27]。在损耗最低的材料体系中包括氮化硅（SiNx）。与Si类似，该材料与CMOS兼容，具有可用的代工厂制造流程。SiNx的折射率低于Si，但可通过组分调节，从化学计量比的Si₃N₄（具有最低折射率；图4(a)）到富硅氮化物[89]。SiNx超表面已被用作高NA可见光透镜和具有高透射率的涡旋光束发生器[92]。在参考文献[27]中，富硅SiNx超表面用于在520 nm处产生Sr镊子阵列。更广泛地说，SiNx在可见光到近红外波长范围内是低损耗的，这与冷却、成像和再泵浦相关。由于SiNx在光子集成电路中的成熟应用[72, 93]，它也可用于混合平台，其中片上波导将光传输和分配到集成超表面，用于光束整形、聚焦或阱阵列产生。我们已经描述了超表面在产生大量俘获位点和复杂俘获轮廓方面的优势，这是由于超表面像素数可轻松扩展到数十亿。超表面已被用于产生具有360,000个俘获位点的阵列[27]，远超使用SLMs实现的记录阱数[5]，并俘获了约11,000个单原子[30]，超过了之前由SLMs创下的6,100个原子的记录[5]。展望未来，深紫外光刻等先进制造工艺可进一步扩展超表面像素数，使百万原子阵列触手可及。除了规模优势之外，超表面能够印刻几乎任意的相位、振幅和偏振分布，结合每个超原子的色散工程，可在同一光学元件上实现多种功能的组合。多种功能的集成可显著减少原子实验中光学组件的数量，从而实现鲁棒和便携的量子仪器。当今超表面的缺点在于它们不易调谐，并且无法复制SLMs和AODs的动态功能，例如用于原子重排或补偿激光功率波动。近期的实验很可能会将超表面的独特优势与SLMs和AODs的动态可调性相结合，其中有源元件将用于微调和重构原子阵列。从更长远来看，对可调谐像素可寻址超表面的研究[94]可能将重构功能集成到超表面本身中。 
