基于表面等离激元的长波QWIP光栅优化
表面等离激元线光栅的有限元法研究
第３２卷第６期大学物理实验Ｖｏｌ.３２Ｎｏ.６２０１９年１２月ＰＨＹＳＩＣＡＬＥＸＰＥＲＩＭＥＮＴＯＦＣＯＬＬＥＧＥＤｅｃ.２０１９收稿日期:２０１９￣０８￣２６基金项目:国家自然科学基金面上项目(Ｎｏ.４１８７５０２６)ꎻ常州大学信息数理学院教研课题(２０１７ＸＳＪＹ０７)∗通讯联系人文章编号:１００７￣２９３４(２０１９)０６￣０００１￣０５表面等离激元线光栅的有限元法研究刘宪云∗ꎬ孙新涛ꎬ彭㊀聪ꎬ夏㊀丽(常州大学数理学院ꎬ江苏常州㊀２１３１６４)摘要:近几年ꎬ随着光栅和表面等离子体激元的相关理论和研究的进一步深入ꎬ基于表面等离激元光栅问题引起广泛关注ꎮ随着器件微型化㊁高集成化的发展ꎬ表面等离激元凭借其自身独特性质ꎬ对于以光栅为基础的器件的研究发展做出了巨大贡献ꎮ本文基于有限元法对表面等离激元光栅进行研究ꎬ通过ＣＯＭＳＯＬ软件对介质基板上线光栅入射的平面电磁波进行了有限元仿真建模和分析ꎬ计算了横电波ＴＥ波和横磁波ＴＭ波的折射㊁镜面反射和一阶衍射的透射和反射系数ꎮ研究结果显示所有系数之和始终小于１ꎬＴＥ波入射时镜面反射系数的值随入射角而相对稳定地增大ꎬ当ＴＭ波入射时这种情况更加明显ꎬ大约一半的波被导线吸收ꎬＴＭ波的另一个重要特征是５０~６０ʎ附近几乎不发生镜面反射ꎮ关键词:表面等离激元ꎻ光栅ꎻ透射ꎻ反射中图分类号:Ｏ４￣３３文献标志码:ＡＤＯＩ:１０.１４１３９/ｊ.ｃｎｋｉ.ｃｎ２２￣１２２８.２０１９.０６.００１㊀㊀光栅作为光谱仪器的核心元件ꎬ自从１９６０年以来全息光栅就被广泛用于光谱仪光谱分析ꎮ随着研究的不断深入ꎬ光栅被越来越广泛地应用到更多领域ꎬ各式精密仪器㊁航空航天技术㊁金属冶炼工艺等都离不开光栅ꎬ光栅的研究与应用已经融入到了人们生活的方方面面[１￣４]ꎮ等离子体光子学已经成为纳米光子学研究领域的重要组成部分之一ꎮ同时ꎬ表面等离激元具有局部场增强的独特性质ꎬ表面等离子体的本质是电子振荡耦合电磁波ꎬ它可以在介质和金属界面之间传播ꎬ并且它的限制能力比较强ꎮ紧凑型光学集成电路领域的许多科学家都对表面等离子体具有亚波长限制的能力感兴趣ꎬ而且许多研究人员致力于钻研表面等离子体[５￣９]ꎮ目前ꎬ世界上比较有名的光栅产品公司是德国的Ｈｅｉｄｅｎｈａｉｎ㊁英国的Ｒｅｎｉｓｈａｗ㊁日本的Ｍｉｔｕｔｏｙｏ和西班牙的Ｆａｇｏｒꎮ其中ꎬ德国的Ｈｅｉｄｅｎ￣ｈａｉｎ在光栅测量领域长期霸占着第一的宝座ꎮ目前ꎬ光栅标记技术被科研工作者的不断完善ꎬ线性光栅的精度已达到微米甚至纳米级ꎮ例如ꎬＨｅｉ￣ｄｅｎｈａｉｎ的光栅尺基于３个光栅和４个光栅系统的原理ꎬ光栅线间距已达到１２８ｎｍꎮ日本的日立公司也生产了１００００线/ｍｍ沟槽衍射光栅ꎬ但这些采用最新技术的高精度光栅也非常昂贵ꎮ国内对于光栅的研究以及测量相对比较落后ꎬ与国际领先水平之间还存在一定的差距ꎮ然而有需求就会有发展ꎬ各行各业的迫切需求从侧面推动了光栅研究的蓬勃发展[１０￣１１]ꎮ目前国内已经能够把一些光栅测试产品做到１μｍ的程度ꎬ并且在产品精度为上也有一定的保障ꎮ用于测量的光栅主要通过机械标记技术和光刻技术进行处理ꎮ目前ꎬ测量中使用的光栅尺的线密度大都小于或等于２４００线/ｍｍꎮ圆形光栅的最大线密度可达到１６２０００线/周ꎮ精密测量仪器中使用的圆形光栅的线密度为６４８００线/周ꎮ表１列举了几种光栅ꎬ光栅线密度越高ꎬ技术越复杂ꎬ制造越困难ꎮ表１ 常用的光栅参数种类尺寸/ｍｍ线纹数/ｍｍ分辨率/μｍ直线光栅玻璃投射光栅５００１００１０玻璃投射光栅１０００１００１０金属反射光栅５００２５４０金属反射光栅１２２０４０２５高进度反射光栅１０００５０２０玻璃衍射光栅３００２５０４圆光栅玻璃圆光栅ϕ２７０１０８００１２０如今ꎬ对于表面等离子体的金属微纳米结构的研究形成了表面等离子体光子学这一个崭新的学科方向[１２￣１６]ꎮ表面等离子体光学性质比较特殊ꎬ这一特殊的光学性质使其在光学准直技术㊁超分辨成像技术㊁太阳能电池技术等领域有着很好的发展前景ꎮ因此ꎬ表面等离子体技术成为了一项广受关注的研究行业ꎮ在更加先进的材料技术和有限元仿真模拟的帮助下ꎬ不断拓展研究领域ꎬ使得研究分支也随之增多ꎮ与此同时ꎬ许多相关的理论研究成果相继得到了证实ꎮ例如米氏理论㊁离散偶极近似理论等ꎮ运用数值模拟的方法代替实际操作大大节省了实验成本ꎮ并且这些实验不仅证实了模拟结果ꎬ而且还能积累大量宝贵的经验ꎮ本课题主要通过ＣＯＭＳＯＬ进行仿真建模ꎬ以便能够得到选定的入射角的多个光栅周期的电场模拟结果㊁入射波矢及所有反射和透射模式的波矢ꎬ以及反射率和透射率ꎮ通过研究平面电磁波入射到电介质基板的线光栅上ꎬ计算电介质基底上表面等离激元光栅的折射系数㊁镜面反射及一阶衍射随的透射和反射系数入射角的变化ꎮ１㊀有限元值模拟及基本理论在表面等离子体光学这一科学领域中ꎬ对于样品制备㊁加工技术和测试设备的实验研究的要求通常都很高ꎬ并且相关的设备投资也比较高ꎮ因此ꎬ数值模拟成为了研究表面等离子体的最为常用的方法ꎮ科研工作者提出的各种理论假设都可以通过使用计算机数值计算来加以验证ꎬ如此一来ꎬ实验成本能够得到有效的控制ꎬ并进一步指导后续的试验工作ꎮ目前ꎬ模拟电磁场的方法非常多ꎬ例如限元法㊁传递矩阵法㊁严格耦合波分析法㊁频域有限差分法㊁时域有限差分法等ꎮ每种方法都各有优劣ꎬ处理实际问题时要做出合适的选择ꎮ就目前而言ꎬ频域技术与时域技术相比ꎬ相对发展得更加成熟ꎮ在传统光学的研究中ꎬ可以用经典的几何光学理论来分析ꎬ但对于表面等离子体的传播问题用它来解决显得有些乏力ꎮ经过长期探索ꎬ人们发现电磁理论可以很好地运用到表面等离子体的研究当中ꎮ基于本课题的实际需要ꎬ本文只有限元方法做简单介绍ꎮ１.１㊀有限元方法有限元法就是用数学方程间的相互转化来解决物理问题ꎮ它的核心就是求ＰＥＤ近似解和离散化ꎮ它的原理是将待求区域由一化多ꎬ然后单个分析ꎬ再总体分析ꎬ得到所需结果ꎮ也就是将整个连续解空间划分为离散网格区域ꎬ用函数设置代替具体物理量ꎬ用未知函数表示离散ꎬ包含未知参数的函数ꎬ计算来实现对有限可计算自由度问题的替换ꎮ简单来说就是通过设定未知函数ꎬ运用微分方程㊁离散代数方程等数学方程的相互转化ꎬ最终通过较简单方程求解近似解ꎮ近年来ꎬ因为有限元法能够灵活解决各种复杂问题ꎬ并且过程相对简单备受人们青睐ꎮ以至于有限元算法的理论和应用的迅速发展ꎬ促使大量优秀的软件出现ꎮ各种有限元软件的广泛应用从一方面推动了研究的进步ꎮ有限元方法凭借其效率高㊁精度高㊁计算灵活等特点快速融入到各项科学研究计算中去ꎬ成为了研究微纳器件和表面等离子体一大助力ꎮ１.２㊀多物理场有限元软件ＣＯＭＳＯＬＭｕｌｔｉｐｈｙｓ￣ｉｃｓ㊀㊀ＣＯＭＳＯＬＭｕｌｔｉｐｈｙｓｉｃｓ曾经作为ＭＡＴＬＡＢ的一个工具箱被人们运用ꎬ后来由于更多研究内容的需求以及更为复杂的运算需求使得ＣＯＭＳＯＬＭｕｌｔｉｐｈｙｓｉｃｓ被分离开来独立使用ꎮ随着科学发展对研究方法需求的提高ꎬ单个物理场方法已经不能满足基本的研究需求ꎬ其诸多弊端也逐渐显现出来ꎮ例如ꎬ使用单物理场解决问题只能基于软件原有的物理场ꎬ难以进一步探索ꎬ限制了研究方向的拓展ꎮ为了解决这个问题ꎬ研究人员试图找到一种方法将有限元方法返回到原始数值水平来解决问题ꎬ基于以上问题和需求ꎬＣＯＭＳＯＬ软件构建物理模型并通过运用微分方程等数学技术来预设模块解决实际ꎬ结合多种物理场运用不同模块来解析各方面的复杂问题ꎮ本文使用ＲＦ模块对光栅表面等离子体激元进行稳态分析ꎮ２㊀研究结果与讨论２.１㊀模块结构建模本课题所研究的光栅ꎬ建模时在折射率为ｎβ的电介质材料上分别放置金线㊁银线或者石墨烯ꎬ将其光栅常数(两条相邻线之间的距离)设置为ｄꎮ在这个模型中ꎬ当光波通过介质入射到光栅２表面等离激元线光栅的有限元法研究上时ꎬ光栅的入射方向与垂直平面的夹角定义为α角ꎮ假定模型中的光栅是无限长银线ꎬ构建光栅模型如图１所示ꎮ图１㊀光栅模型在图１这个模型中ꎬ当波长远小于光栅常数ｄ时ꎬ就会有可能同时存在多个衍射级ꎮ光栅的性能主要受到入射波的偏振的影响ꎮ因此ꎬ本文对横电波(ＴＥ)和横磁波(ＴＭ)都研究了研究ꎮ对于ＴＥ和ＴＭ波两种不同的情况ꎬ设置入射角的扫描范围为０~π/２ꎬ同时将入射角的扫描间距设置为π/４０ꎮ２.２㊀建模结果与讨论分别建模了光栅常数ｄ为３００ｎｍ和４００ｎｍꎬ每个光栅常数下都分别建模了电介质材料上放置金线㊁银线或者石墨烯材料时的电场模ꎬ及ＴＥ波和ＴＭ波入射时透射和反射系数及吸收情况ꎮ２.２.１㊀入射角对ＴＥ波ＴＭ波入射时电场的影响在研究入射角对ＴＥ波和ＴＭ波电场模的影响时分别使用金㊁银及石墨烯作为光栅材料ꎬ光栅常数ｄ＝４００ｎｍꎬ分别研究了入射角为π/５和π/４时横电波和横磁波强度ꎮ首先研究了银㊁金及石墨烯材料在入射角等于π/５时的偏振情况ꎬ建模得到如图２所示的横电波电场模图ꎮ从图２可以看出入射角相同时ꎬ金和石墨烯的ＴＥ波较强ꎬ尤其时石墨烯材料ＴＥ波电场模的电场强度较高ꎮ图２㊀ＴＥ波入射角为π/５时银㊁金及石墨烯的电场模入射角为π/５和π/４时银及石墨烯ＴＥ波的电场模如图３所示ꎮ从图中可以看出ꎬ不管是银光栅还是石墨烯光栅ꎬ都表现出随着入射角的增大ꎬＴＥ波的电场模增强ꎮ图３㊀ＴＥ波入射角为π/５和π/４时银及石墨烯的电场模图４为建模得到的银㊁金及石墨烯３种材料光栅在不同入射角时的横磁波强度ꎮ从图中可以看出ꎬ对于３种材料来说ꎬＴＭ波的强度都比较小ꎬ尤其是银材料的非常弱ꎬ而金和石墨烯在两个入射角度下变化不大ꎮ与图３比较发现ꎬ３种材料的ＴＥ波强度均高于ＴＭ波ꎮ图４㊀ＴＭ波入射角为π/５和π/４时银㊁金及石墨烯的场强通过对比银㊁金及石墨烯３种不同材料在不同入射角时偏振情况ꎬ可以得出对于横电波ＴＥ波ꎬ入射角越大ꎬ电场模的强度就越大ꎻ而对于ＴＭ波的强度总体来说都不大ꎬ３种材料比较ꎬ石墨烯材料的ＴＥ波和ＴＭ波强度都较大ꎬ可作为优良的等离激元光栅材料ꎮ２.２.２㊀光栅常数及表面材料对ＴＥ波ＴＭ波入射时透射和反射系数影响研究了光栅常数及表面材料对ＴＥ波ＴＭ波入射时透射和反射系数及吸收情况ꎮＴＥ波入射时ꎬＣＯＭＳＯＬ建模计算得到图５所示的光栅常数不同时银㊁金㊁石墨烯表面光栅镜面反射系数随入射角的变化情况图ꎬ从图５中可以看出ꎬ３种材料的表面光栅镜面反射系数Ｒ０都随入射角的增大而增加ꎬ这主要是由于材料界面上存在反射ꎬ并且反射角越大ꎬ波 看到 的线就越宽ꎬ这种现象类似于百叶窗的效果ꎮ从图中还可３表面等离激元线光栅的有限元法研究以看出ꎬ３种材料对比发现石墨烯材料的镜面反射系数最小ꎬ做光栅材料具有非常好的性质ꎮ比较光栅常数为３００ｎｍ及４００ｎｍ时银㊁金㊁石墨烯表面光栅镜面反射系数随入射角的变化关系可以清晰的看出当光栅常数变大时ꎬ镜面反射增强ꎬ对银表面光栅尤为明显ꎬ而石墨烯光栅镜面反射系数在光栅常数为３００ｎｍ和４００ｎｍ时变化不大ꎬ同样显示出石墨烯优良的光栅特性ꎮ圆圈表示光栅常数为３００ｎｍꎬ三角形表示光栅常数为４００ｎｍꎬ红色表示银光栅ꎬ蓝色为金ꎬ绿色为石墨烯图５㊀光栅常数不同时银㊁金㊁石墨烯表面光栅镜面反射系数随入射角的变化图６为ＴＭ波光栅常数不同时银㊁金㊁石墨烯表面光栅镜面反射系数随入射角的变化ꎮ(圆圈表示光栅常数为３００ｎｍꎬ三角形表示光栅常数为４００ｎｍꎬ红色表示银光栅ꎬ蓝色为金ꎬ绿色为石墨烯)图６㊀光栅常数不同时银㊁金㊁石墨烯表面光栅ＴＭ波镜面反射系数随入射角的变化从图６中可以看出ꎬＴＭ波表面光栅镜面反射系数Ｒ０都随入射角的变化情况较复杂ꎮ对于金和石墨烯来说ꎬ一开始镜面反射系数逐渐减小ꎬ在５０ʎ左右镜面反射达到最小值ꎬ随后随着入射角的增加而增加ꎬ８０ʎ左右急剧增加ꎬ这应该也是由于材料界面上存在反射ꎮ同样从图中可以看出ꎬ对于ＴＭ波ꎬ３种材料对比发现石墨烯材料的镜面反射系数最小ꎬ具有很强的局域场强增强特性ꎬ是优良的光栅表面等离激元材料ꎮ以光栅常数为３００ｎｍ时Ａｕ为例ꎬ计算得到ＴＥ波入射和ＴＭ波入射时的透射㊁反射系数及吸收如图７所示ꎮ(ａ)ＴＥ波(ｂ)ＴＭ图７㊀波入射时的透射和反射系数从图７中可以看出ꎬ对于所讨论的波长与周期长度的比率ꎬ只有当光束几乎垂直入射时ꎬ才会传播透射衍射光束Ｔ－１ꎮ不管是ＴＥ波入射还是ＴＭ波入射时ꎬ所有系数之和始终小于１ꎬ这主要是因为导线中存在介电损耗ꎬ当ＴＭ波入射时这种情况更加明显ꎮ从图７还可以看到ꎬ大约一半的波被导线吸收ꎮ从图中还可以看出ＴＭ波在５０~６０ʎ附近几乎不发生镜面反射ꎬ这是ＴＭ波的另一个重要特征ꎮ３㊀结㊀论本文使用ＣＯＭＳＯＬ对光栅特性进行仿真建模ꎬ通过对选定入射角的多个光栅周期的电场模拟㊁入射波矢及所有反射和透射模式的波矢ꎬ以及反射率和透射率ꎮ对平面电磁波入射到电介质基板的线光栅上ꎬ计算光栅的透射和反射系数㊁折射系数㊁镜面反射和一阶衍射随入射角的变化ꎮ研究结果表明:(１)银㊁金及石墨烯３种不同材料在不同入射角时ꎬ横电波ＴＥ波电场模的强度随入射角的４表面等离激元线光栅的有限元法研究增大而增大ꎬ而横磁波ＴＭ波的强度总体来说都比ＴＥ波小ꎬ入射角对其强度影响不大ꎬ３种材料比较发现ꎬ石墨烯材料的ＴＥ波和ＴＭ波强度都较大ꎬ是优良的等离激元光栅材料ꎮ(２)通过对金㊁银㊁石墨烯３种材料的对比研究ꎬ可以看出ꎬ光栅常数小时ꎬ等离激元光栅表现出较好的特性ꎮ并且石墨烯相对于金属金和银ꎬ具有更优良的光栅特性ꎬ用来做光栅材料具有非常好的性质ꎮ如果从波长与周期长度的比率的角度来观察ꎬ可以发现ꎬ只有当光束几乎垂直入射时ꎬ才会传播透射衍射光束Ｔ－１ꎮ不管是ＴＥ波入射还是ＴＭ波入射时ꎬ所有系数之和始终小于１ꎬ这主要是因为导线中存在介电损耗ꎬ当ＴＭ波入射时这种情况更加明显ꎬ大约一半的波被导线吸收ꎮＴＭ波的另一个重要特征是５０~６０ʎ附近几乎不发生镜面反射ꎮ参考文献:[１]㊀陈继超ꎬ向文丽.透射光栅斜入射的简易测量及研究[Ｊ].大学物理实验ꎬ２０１８ꎬ３１(５):７０￣７４.[２]㊀李彬ꎬ王晗ꎬ陈新度ꎬ等.绝对式光栅尺测量精度补偿方法研究[Ｊ].组合机床与自动化加工技术ꎬ２０１８(７):３８￣４２.[３]㊀段丁槊.正入射光栅衍射现象实验研究[Ｊ].科技创新与应用ꎬ２０１８(１６):１３￣１４.[４]㊀周晓波.光纤光栅传感信号中的噪声去除研究[Ｊ].激光杂志ꎬ２０１８ꎬ３９(５):１７６￣１７８.[５]㊀邵嘉伟ꎬ上官剑锋ꎬ李道勇.光栅结构金薄膜的异常光透射研究[Ｊ].科技视界ꎬ２０１８(７):３６￣３７.[６]㊀高旭ꎬ王仁杰ꎬ李金环ꎬ等.衍射光栅空间滤波成像方法实验研究[Ｊ].光学学报ꎬ２０１８ꎬ３８(２):４７￣５６.[７]㊀邬融ꎬ田玉婷ꎬ赵东峰ꎬ等.透射衍射光栅内全反射级次[Ｊ].物理学报ꎬ２０１６ꎬ６５(５):９８￣１０６.[８]㊀武华ꎬ李冲ꎬ郭霞.高反射㊁高透射和高Ｑ谐振的纳米光栅结构设计及物理分析[Ｊ].北京工业大学学报ꎬ２０１５ꎬ４１(１２):１８８４￣１８９０.[９]王占山.用透射光栅谱仪测量多层膜的反射特性[Ｊ].光学精密工程ꎬ１９９９ꎬ７(４):２２￣２７.[１０]胡昱.ＦＴＴＨ中应用的一种衍射光栅的设计[Ｊ].中国新通信ꎬ２０１６ꎬ１８(１８):８９.[１１]高琳锋ꎬ姚岩岩ꎬ王雷ꎬ等.表面等离激元电磁波吸收体研究进展[Ｊ].半导体光电ꎬ２０１８ꎬ３９(６):７６３￣７６９ꎬ７９７.[１２]周紫东.基于有限元方法的表面等离激元光子器件研究[Ｄ].湖南大学ꎬ２０１４.[１３]任文珍.基于表面等离激元的光伏和传感器件设计与调控[Ｄ].中国科学技术大学ꎬ２０１４.[１４]李娜ꎬ王彬ꎬ李彤ꎬ等.表面等离子体激元研究进展[Ｊ].天津工程师范学院学报ꎬ２０１０ꎬ２０(４).[１５]ＳｏｈｉｎｉＲｏｙＣｈｏｕｄｈｕｒｙꎬＶａｉｓｈａｌｉＲａｗａｔꎬＡｈｍｅｄＨａｓｎａｉｎＪａｌａｌꎬｅｔａｌ.ＲｅｃｅｎｔＡｄｖａｎｃｅｓｉｎＭｅｔａｍａｔｅｒｉａｌＳｐｌｉｔ￣ｒｉｎｇＲｅｓｏｎａｔｏｒＣｉｒｃｕｉｔｓａｓＢｉｏ￣ｓｅｎｓｏｒｓａｎｄＴｈｅｒａｐｅｕｔｉｃＡ￣ｇｅｎｔｓ[Ｊ].ＢｉｏｓｅｎｓｏｒｓａｎｄＢｉｏｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓꎬ２０１６(８６):５９５￣６０８.[１６]ＺａｒｉｆｉＭ.Ｈ.ꎬＦａｒｓｉｎｅｚｈａｄＳ.ꎬＡｂｄｏｌｒａｚｚａｇｈｉＭ.ꎬｅｔａｌ.ＳｅｌｅｃｔｉｖｅＭｉｃｒｏｗａｖｅＳｅｎｓｏｒｓＥｘｐｌｏｉｔｉｎｇｔｈｅＩｎｔｅｒａｃｔｉｏｎｏｆＡｎａｌｙｔｅｓｗｉｔｈＴｒａｐｓｔａｔｅｓｉｎＴｉＯ２ＮａｎｏｔｕｂｅＡｒｒａｙｓ[Ｊ].Ｎａｎｏｓｃａｌｅꎬ２０１６(８):７４６６￣７４７３.ＳｔｕｄｙｏｆＳｕｒｆａｃｅＰｌａｓｍｏｎｉｃＷｉｒｅＧｒａｔｉｎｇＢａｓｅｄｏｎＦｉｎｉｔｅＥｌｅｍｅｎｔＭｅｔｈｏｄＬＩＵＸｉａｎｙｕｎ∗ꎬＳＵＮＸｉｎｔａｏꎬＰＥＮＧＣｏｎｇꎬＸＩＡＬｉ(ＳｃｈｏｏｌｏｆＭａｔｈｅｍａｔｉｃｓａｎｄＰｈｙｓｉｃｓꎬＣｈａｎｇｚｈｏｕＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙꎬＣｈａｎｇｚｈｏｕ２１３１６４ꎬＣｈｉｎａ)Ａｂｓｔｒａｃｔ:Ｉｎｒｅｃｅｎｔｙｅａｒｓꎬｗｉｔｈｔｈｅｄｅｖｅｌｏｐｍｅｎｔｏｆｒｅｌａｔｅｄｔｈｅｏｒｉｅｓｏｆｗｉｒｅｇｒａｔｉｎｇｓａｎｄｓｕｒｆａｃｅｐｌａｓｍｏｎｓꎬｉｔｈａｓｂｅｃｏｍｅａｔｒｅｎｄｔｏｓｔｕｄｙｇｒａｔｉｎｇｓｂａｓｅｄｏｎｓｕｒｆａｃｅｐｌａｓｍｏｎｉｃｗｉｒｅｇｒａｔｉｎｇｓ.Ｍｏｓｔｏｆｔｏｄａｙ ｓｄｅｖｉｃｅｓａｒｅｐｕｒｓｕｉｎｇｍｉｎｉａｔｕｒｉｚａｔｉｏｎａｎｄｈｉｇｈｉｎｔｅｇｒａｔｉｏｎ.Ｓｕｒｆａｃｅｐｌａｓｍｏｎｓｈａｖｅｍａｄｅｇｒｅａｔｃｏｎｔｒｉｂｕｔｉｏｎｓｔｏｔｈｅｒｅｓｅａｒｃｈａｎｄｄｅｖｅｌ￣ｏｐｍｅｎｔｏｆｇｒａｔｉｎｇ￣ｂａｓｅｄｄｅｖｉｃｅｓｂｙｖｉｒｔｕｅｏｆｔｈｅｉｒｕｎｉｑｕｅｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓ.Ｂａｓｅｄｏｎｔｈｅｆｉｎｉｔｅｅｌｅｍｅｎｔｍｅｔｈｏｄｗｅｓｔｕｄｉｅｄｔｈｅｓｕｒｆａｃｅｐｌａｓｍｏｎｉｃｗｉｒｅｇｒａｔｉｎｇｓ.Ｔｈｅｆｉｎｉｔｅｅｌｅｍｅｎｔｓｉｍｕｌａｔｉｏｎｍｏｄｅｌａｎｄａｎａｌｙｓｉｓｏｆｐｌａｎｅｅｌｅｃｔｒｏ￣ｍａｇｎｅｔｉｃｗａｖｅｉｎｃｉｄｅｎｔｂｙｌｉｎｅｇｒａｔｉｎｇｏｎｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃｓｕｂｓｔｒａｔｅａｒｅｃａｒｒｉｅｄｏｕｔｂｙＣＯＭＳＯＬｓｏｆｔｗａｒｅ.Ｔｈｅｒｅｆｒａｃ￣ｔｉｏｎꎬｔｒａｎｓｍｉｓｓｉｏｎａｎｄｒｅｆｌｅｃｔｉｏｎｃｏｅｆｆｉｃｉｅｎｔｓｏｆＴＥｗａｖｅａｎｄＴＭｗａｖｅｏｆｔｒａｎｓｖｅｒｓｅｅｌｅｃｔｒｏｍａｇｎｅｔｉｃｗａｖｅꎬｓｐｅｃ￣ｕｌａｒｒｅｆｌｅｃｔｉｏｎａｎｄｆｉｒｓｔ￣ｏｒｄｅｒｄｉｆｆｒａｃｔｉｏｎａｒｅｃａｌｃｕｌａｔｅｄ.Ｔｈｅｒｅｓｕｌｔｓｓｈｏｗｔｈａｔｔｈｅｓｕｍｏｆａｌｌｃｏｅｆｆｉｃｉｅｎｔｓｉｓａｌ￣ｗａｙｓｌｅｓｓｔｈａｎ１.ＴｈｅｖａｌｕｅｏｆｍｉｒｒｏｒｒｅｆｌｅｃｔｉｏｎｃｏｅｆｆｉｃｉｅｎｔｉｎｃｒｅａｓｅｓｒｅｌａｔｉｖｅｌｙｓｔｅａｄｉｌｙｗｉｔｈｔｈｅｉｎｃｉｄｅｎｔａｎｇｌｅｏｆＴＥｗａｖｅꎬｗｈｉｃｈｉｓｍｏｒｅｏｂｖｉｏｕｓｗｈｅｎＴＭｗａｖｅｉｓｉｎｃｉｄｅｎｔ.Ａｂｏｕｔｈａｌｆｏｆｔｈｅｗａｖｅｉｓａｂｓｏｒｂｅｄｂｙｌｉｎｅ.ＡｎｏｔｈｅｒｉｍｐｏｒｔａｎｔｆｅａｔｕｒｅｏｆＴＭｗａｖｅｉｓｔｈａｔｍｉｒｒｏｒｒｅｆｌｅｃｔｉｏｎｈａｒｄｌｙｏｃｃｕｒｓｎｅａｒ５０￣６０ｄｅｇｒｅｅｓ.Ｋｅｙｗｏｒｄｓ:ｓｕｒｆａｃｅｐｌａｓｍｏｎꎻｇｒａｔｉｎｇꎻｔｒａｎｓｍｉｓｓｉｏｎꎻｒｅｆｌｅｃｔｉｏｎ５表面等离激元线光栅的有限元法研究。
一种基于费马旋臂结构的人工表面等离激元波导[发明专利]
![一种基于费马旋臂结构的人工表面等离激元波导[发明专利]](https://img.taocdn.com/s3/m/9e9f62aaa8956bec0875e34a.png)
专利名称：一种基于费马旋臂结构的人工表面等离激元波导专利类型：发明专利
发明人：傅涛,李南波,李海鸥,李琦,张法碧,肖功利,孙堂友,陈永和
申请号：CN201910006730.5
申请日：20190104
公开号：CN109509954A
公开日：
20190322
专利内容由知识产权出版社提供
摘要：本发明涉及一种基于费马旋臂结构的人工表面等离激元波导，解决的是电模式表面等离激元波导各方向强度分布不均匀的技术问题，通过采用包括介质基板，以及设置在介质基板单面或对称面的金属费马旋臂结构，可以将表面等离激元束缚在金属费马旋臂结构单元周围，实现人工表面磁等离激元的高效传输。
所述金属费马旋臂结构的厚度小于10倍工作波长的技术方案，较好的解决了该问题，并应用于等离激元波导中。
申请人：桂林电子科技大学
地址：541004 广西壮族自治区桂林市七星区金鸡路1号
国籍：CN
代理机构：北京中济纬天专利代理有限公司
代理人：石燕妮
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InSb光栅耦合的太赫兹表面等离激元共振传感方法
InSb光栅耦合的太赫兹表面等离激元共振传感方法陈钇成;张成龙;张丽超;祁志美【期刊名称】《物理学报》【年(卷),期】2024(73)9【摘要】仿真设计了一种光栅耦合型太赫兹(THz)表面等离激元(SPP)共振生化传感结构,该结构通过在锑化铟(InSb)基底表面刻蚀亚毫米光栅形成.基于波矢匹配方程的仿真结果表明,当TM偏振的THz平行波束以30°入射角照射到光栅区间时,光栅的–1和+1级THz衍射波束能够分别激励传播方向相反的低频SPP和高频SPP.由于采用商业THz时域谱装置可以准确测量低频SPP,本文系统地分析了低频SPP 的共振和传感特性对光栅结构参数的依赖关系.仿真结果表明:InSb光栅耦合的THz-SPP共振传感芯片的折射率灵敏度随光栅周期的增大而减小;当光栅周期为120μm、入射角为30°时,折射率灵敏度为1.05 THz/RIU,在此条件下,传感芯片不能对生物分子单分子吸附层作出可探测的响应,究其原因是,低频SPP的消逝场穿透深度远大于生物分子尺寸,致使两者相互作用不足.为了探测生物分子,仿真分析了多孔薄膜覆盖InSb光栅的增敏方法.多孔薄膜具有分子富集作用,能够将THz表面波与生物靶标的相互作用从单分子尺度扩展至整个薄膜厚度,从而提高传感器的生物检测灵敏度.以酪氨酸吸附为例的仿真结果表明,当InSb光栅表面覆盖厚度为120μm、孔隙率为0.4的多孔聚甲基丙烯酸甲酯(PMMA)薄膜后,其吸附灵敏度为0.39 THz/单位体积分数.【总页数】10页(P287-296)【作者】陈钇成;张成龙;张丽超;祁志美【作者单位】中国科学院空天信息创新研究院;中国科学院大学电子电气与通信工程学院;中国科学院大学材料科学与光电技术学院【正文语种】中文【中图分类】TN2【相关文献】1.石墨烯覆盖铝纳米光栅表面等离激元共振光谱及传感特性2.太赫兹表面等离激元共振传感器3.太赫兹表面等离激元共振传感器探讨4.基于石墨烯超材料表面等离子体激元共振的增强太赫兹调制（英文）5.双减背景下小学数学作业有效性设计因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
表面等离激元滤波器的研究进展
表面等离激元滤波器的研究进展作者：张钊来源：《硅谷》2014年第07期摘要表面等离激元滤波器是集成光学中一种非常重要的器件，能用来制造光开关，多路复用结构等多种设备。
文章简要介绍表面等离激元滤波器的研究背景，总结报道了表面等离激元滤波器国内外的研究现状及其最新进展，指出表面等离激元滤波器在集成光学领域将会有非常重要的应用潜力。
关键词表面等离激元；滤波器；布拉格光栅中图分类号：O436.1 文献标识码：A 文章编号：1671-7597（2014）07-0076-01表面等离激元（SPPs）是在金属表面局域的一种自由电子和光子相互作用形成的电磁模[1]，SPPs能够突破衍射极限的性质使它在高集成光子回路和设备领域具有很好的应用前景。
最近，基于SPPs的器件，例如U形波导[2]，劈裂机[3]，马赫干涉仪[4]被数值模拟或实验证实。
滤波器是集成光路中一类非常重要的设备，近几年，基于MDM波导的SPPs滤波器被广泛研究。
本文将首先介绍SPPs滤波器研究背景，在此基础上介绍SPPs滤波器国内外研究进展。
1 表面等离激元滤波器的研究背景1947年12月，杰克·基尔比制作出世界上第一块集成电路，在此后的几十年间，集成电路的尺寸以摩尔速度迅速减小。
进入21世纪后，信息的需求量成爆炸式的增长，这要求能制造出集成度更高的器件，然而当集成电路的尺寸缩小到一定尺寸时就会面临一系列问题，例如当器件的尺寸小到一定的程度，器件的热噪声，RC延迟等达到极限，导致器件不可靠。
光子器件相比电子器件具有更高速度、更大带宽的优势，SPPs能突破衍射极限，把光局域在亚波长尺寸，因此，基于SPPs的波导器件能很好的满足光学集成的需要。
2 表面等离激元滤波器的研究进展SPPs滤波器是集成光路中的一类非常重要的器件，国内外很多研究小组提出了各种SPPs 滤波器结构。
最初的滤波器结构设计没有摆脱光子晶体设计方法的束缚，主要是以布拉格光栅结构为主，最有代表性的是武汉大学的汪国平小组提出的结构[5]，图1（a）是结构原理图，波导两侧由窄银条（黑色部分）和窄铝条（灰色部分）交替组成，图1（b）是结构传输曲线，可以看到在1.55 um附近出现了很宽的禁带。
基于表面等离子体激元的新型金属光栅波导的研究
基于表面等离子体激元的新型金属光栅波导的研究摘要：金属光栅波导（MPGW）是通过电磁场的控制来改变金属的折射率的新型技术。
最近，有研究表明，基于表面等离子体激元的金属光栅波导技术可以克服现有金属光栅波导技术的一些缺陷，用于实现更高的传输效率和有效载入率。
本文旨在通过对新型金属光栅波导技术的理论研究、仿真研究和实验研究，深入探讨基于表面等离子体激元的金属光栅波导技术的性能及其应用前景。
第一节：金属光栅波导的基本原理金属光栅波导是一种利用光的受控反射在半导体表面上形成狭窄条纹结构，对入射光的频率进行效应进而控制半导体表面折射率的光传输技术。
和普通光栅一样，金属光栅波导通过在半导体表面制备狭窄条纹结构来控制入射光的频率，并通过改变传输波矢量和反射条纹的空间参数来实现精确控制。
由于金属光栅波导可以通过控制表面折射率来较大程度改变半导体表面的电磁性质，从而实现良好的光通信特性。
第二节：基于表面等离子体激元的金属光栅波导研究随着金属光栅波导技术的进一步发展，人们开始探索使用表面等离子体激元来控制电磁场的新方法。
研究发现，表面等离子体激元可以有效地控制金属表面的折射率，从而实现高效率和高负载率的传输。
相比于传统的金属光栅波导，基于表面等离子体激元的金属光栅波导具有更高的传输效率和有效载入率。
第三节：理论研究为了更好地了解基于表面等离子体激元的金属光栅波导性能，我们首先对其进行了理论研究。
首先，我们通过模型来推导出表面等离子体激元对金属表面折射率的影响规律，并验证了该规律。
之后，我们结合电磁学和金属光栅波导原理，构建了一个完整的理论模型，用于分析表面等离子体激元对金属光栅波导性能的影响。
经过计算机模拟，我们发现表面等离子体激元可以有效地提高金属光栅波导的传输效率和有效载入率。
第四节：仿真研究为了证实理论研究的结果，我们进行了仿真研究。
在仿真研究中，我们建立了一个仿真系统，用于模拟表面等离子体激元对金属光栅波导系统性能的影响。
基于人工表面等离激元的天线研究进展
基于人工表面等离激元的天线研究进展韩亚娟;王甲富;李勇峰;陈红雅;范亚;张介秋;屈绍波【摘要】人工表面等离激元是在人工电磁媒质与传统材料界面激发的一种亚波长表面电磁模式,具有波长短、场局域增强、色散可调等新奇的电磁特性,在小型化微波器件、隐身材料与隐身结构、天线/天线罩等领域具有重要应用前景.文章综述了人工表面等离激元在天线中的应用研究进展,包括基于混合模式耦合、相位梯度超表面解耦、周期结构解耦等原理的端射天线、多波束天线、频扫天线,为新型天线的研发与应用提供技术支撑.【期刊名称】《电波科学学报》【年(卷),期】2018(033)003【总页数】8页(P279-286)【关键词】人工表面等离激元;天线;相位梯度超表面;混合模式;亚波长【作者】韩亚娟;王甲富;李勇峰;陈红雅;范亚;张介秋;屈绍波【作者单位】西安电子科技大学物理与光电工程学院,西安710071;空军工程大学基础部,西安710051;空军工程大学基础部,西安710051;空军工程大学基础部,西安710051;空军工程大学基础部,西安710051;空军工程大学基础部,西安710051;空军工程大学基础部,西安710051;空军工程大学基础部,西安710051【正文语种】中文【中图分类】TN822+.4引言天线是通信、雷达、导航、遥测、遥感、射频识别等现代无线信息系统射频前端中极为重要的部件,经历了一百多年的发展,出现了各种结构形式．但是,随着信息系统的继续发展,对天线小型化、共形化、智能化、系统化等需求日益迫切,亟需探索成本更低、性能更优的新型天线．人工表面等离激元(spoof surface plasmon polaritons, SSPP)是光频段表面等离激元(surface plasmon polaritons, SPP)在太赫兹或微波频段的拓展,利用人工电磁结构构造具有等效负εr或μr的界面获得激发[1-5]．SSPP具有一系列新奇的物理性质,如深亚波长特性、场局域效应以及非线性频率色散特性等,常被用于传感器、耦合器、滤波器、功分器等的设计[6-10]．此外,因为SSPP的色散曲线位于真空色散曲线的下方,其传播常数远大于真空波矢,通过调控其色散曲线使相同长度的SSPP导波结构拥有不同的相位,可用于波束偏折、消色差透镜等的设计[11-13]．文献[14]亦提出利用SSPP的局域场增强效应以及色散可调等特性设计宽带吸波．得益于SSPP的深亚波长特性以及场局域效应,基于SSPP的天线大多具有体积小、剖面低等优点,且采用印刷电路板技术加工,成本低,可直接与现代微波电路兼容,具有很大的应用前景．文章扼要回顾了近年来基于SSPP的天线设计研究进展,包括端射天线、多波束天线、频扫天线,为新型天线的研制与应用提供技术支撑．1 基于SSPP的端射天线端射天线因其剖面低、风阻小等优点,适用于要求迎风面截面低或者高速移动载体等场合．传统端射天线多为立体结构,很难满足现代无线通信系统小型化的需求．因为SSPP的耦合与激发发生在近场区,且利用近场之间的耦合进行传输,所以基于SSPP的端射天线在小型化、共形化端射天线的设计中具有重要的应用前景．SSPP本身为慢波,并不辐射,通过调整馈电结构或优化SSPP耦合结构,可使SSPP 在结构终端辐射,形成端射的方向图．图1给出了基于奇/偶混合模式耦合以及辐射的SSPP端射天线,采用无限薄周期性金属褶皱表面(简称金属“锯齿”)作为SSPP 导波结构,为增强SSPP的传播常数、提高SSPP与空间波的耦合效率,锯齿结构夹于两层介质基板中间,并将其置于馈电单极子近场区．因为对于金属锯齿结构来说,馈电单极子为各向异性,以至于锯齿结构上引导的SSPP为奇/偶混合模式,在结构终端具有横向的表面电流分布,产生端向方向图．这种架构的天线类似于行波天线,锯齿结构长度越长,天线方向性越好．此外,因为SSPP的色散曲线位于真空色散曲线的下方,其值远大于真空波矢,所以场约束能力更强,以SSPP端射天线作为阵列天线的阵元时,隔离性更好．因此,以图1所示天线架构作为基本单元,两条齿高不同(因而传播常数不一样,到达结构终端时累积的相位不一样)垂直放置,如图2所示,可产生圆极化的端向方向图．(a) SSPP端射天线结构图 (b) S11曲线(a)Geometric structure of the (b) S11 curve SSPP endfire antenna(c) E面方向图 (d) H面方向图(c) Directivity of E plane (d) Directivity of H plane图1 SSPP端射天线结构以及f=10.5 GHz时的辐射特性[15]Fig.1 Geometric structure and radiation performances with f=10.5 GHz of the SSPP endfire antenna[15](a) 圆极化SSPP天线结构示意图(a) Geometric structure of the circular-polarized SSPP antenna(b) S11曲线 (c) 轴比与峰值增益(b) S11 curve (c) Curves of axial ratio and peak gain图2 圆极化SSPP端射天线结构以及圆极化特性[15]Fig.2 Geometric structure and axis ratio of the SSPP circular polarized endfire antenna[15] 文献[16-17]亦提出通过对SSPP耦合结构终端做特殊处理,产生端射方向图．2 基于SSPP的多波束天线多波束天线可使波束空间隔离和极化隔离,达到多重频率复用,节省通信资源,增大通信容量的目的,从而获得广泛的应用．传统多波束天线具有透镜式、反射面式以及相控阵式三种基本实现形式,但均具有结构复杂、加工精度要求高等缺陷．自超材料问世后,基于超材料的多波束天线引起了人们的广泛关注．相比于传统多波束天线,基于超材料的多波束天线一般都具有设计灵活、体积小等优点,但对于非常多的波束,其设计也很繁琐．本课题组在SSPP端射天线设计理论与设计方法的基础上,提出基于SSPP的多波束天线[18],在馈源近场区径向放置N条锯齿结构,馈源的场被耦合为SSPP,沿结构进行传导,至结构终端辐射．通过改变天线的结构参数,辐射性能亦随之改变,如图3(b)波束沿相邻结构间隙辐射,图3(c)波束沿结构辐射,图3(d)波束辐射方向具有频率选择特性．类似地,可以实现二波束天线、三波束天线、四波束天线、五波束天线……,理论上,多波束天线的波束数量可以为无限多个,但是馈电单极子与SSPP的耦合发生在近场区,两者距离越远,耦合效率越低,且考虑到相邻金属锯齿结构上SSPP的耦合,实际上多波束天线的波束数量是有限的．(a) 多波束天线结构示意图(a) Geometric structure of the SSPP multi-beam antenna(b) f=10.5 GHz时天线方向图 (c) f=10.5 GHz时天线方向图(b) Directivity atf=10.5 GHz (c) Directivity at f=10.5 GHz(d) f=9.5 GHz以及10.5 GHz时天线方向图(d) Directivity at f=9.5 GHz andf=10.75 GHz图3 SSPP多波束天线结构示意图以及辐射特性[18]Fig.3 Sketch and radiation performances of the SSPP multi-beam antenna[18]3 基于SSPP的频扫天线频扫天线的波束指向角随工作频率的改变而有规律地在空间进行扫描,主要用于高数据率三坐标雷达．传统频扫天线通常采用微带线加载慢波线的形式,因为微带线的传播常数略大于真空波矢,故扫描角域相对较窄．SSPP的传播常数远大于微带线,具有丰富的色散特性,基于SSPP的频扫天线在窄频段内可实现宽角域扫描,且完全与现代微波电路兼容,具有很大的应用潜力．3.1 基于相位梯度超表面解耦的SSPP频扫天线SSPP的传播常数远大于真空波矢,并不辐射．要使SSPP辐射,SSPP的传播常数必须小于真空波矢．超表面为超材料的二维形式,通过设计亚波长谐振单元,并将谐振单元按一定的相位梯度排布,可以提供任意方向、任意大小的波矢．因此,将超表面提供的附加波矢与SSPP的传播常数相加,可以使SSPP变为快波,辐射出去．但是,因为天线馈电方式不同,结构形式各异,基于超表面解耦的SSPP频扫天线具有多种类型．3.1.1 矩形波导馈电的SSPP平板天线矩形波导馈电的SSPP频扫天线由馈电结构以及相位梯度超表面(phase gradient metasurface, PGM)两部分构成．PGM沿波导一长边放置,且具有沿-x方向的相位梯度．作为接收天线时,当电磁波入射至PGM表面,由于附加波矢的作用,反射波将以表面波的形式馈入波导;作为发射天线时,同样由于附加波矢的作用(等于负接收时附加波矢),反射波将沿PGM法向辐射．因为超表面的色散作用,天线方向图具有弱频扫特性．(a) 超表面解耦原理示意图 (b) 波导馈电型SSPP平板天线结构示意图(a) Schematic diagram of super surface decoupling (b) A schematic diagram of the planar SSPP antenna fed by waveguide(c) f=2.9 GHz时天线方向图 (d) f=3.0 GHz时天线方向图(c) Directivity at f=2.9 GHz (d) Directivity at f=3.0 GHz(e) f=3.1 GHz时天线方向图 (f) f=3.2 GHz时天线方向图(e) Directivity at f=3.1 GHz (f) Directivity at f=3.2 GHz图4 矩形波导馈电的SSPP平板天线原理示意图以及辐射特性[19]Fig.4 Schematic diagram and radiation performances of the planar SSPP antenna fed by rectangular waveguide[19]3.1.2 超表面解耦的SSPP频扫天线第二种类型的SSPP频扫天线以单极子天线作为馈源,周期性的褶皱金属线(corrugated metallic strips, CMS)耦合以及传导SSPP．通过设计PGM,引入一定的附加相位,将CMS上SSPP的色散曲线向左平移,进入辐射区域,使SSPP边传导边辐射,产生随频率扫描的扇形波束．值得注意的是,该原理与漏波原理不同,在天线的边射方向不会引起开阻带效应(open stop-band effect)．(a) 超表面解耦的SSPP频扫天线原理示意图 (b) 超表面解耦的SSPP频扫天线结构示意图(a) Schematic diagram (b) Geometric structure(c) S11以及不同频点处的极坐标方向图(c) S11 and polar directivity at different frequencies图5 超表面解耦的SSPP频扫天线原理、几何结构以及辐射特性[20]Fig.5 Schematic diagram, geometric structure and radiation performances of the SSPP frequency scanning antenna decoupled by phase gradient metasurface[20]3.1.3 基于透射型超表面的SSPP频扫天线(a) 原理示意图 (b) S11曲线(a) Schematic diagram (b) S11 curve(c) 不同频点处天线的远场方向图(c) Far-field directivity of the antenna at different frequencies图6 基于透射型超表面的宽带SSPP频扫天线原理示意图以及辐射特性[21]Fig.6 Schematic diagram and radiation performances of the broadband SSPP frequency scanning antenna based on transmitted phase gradient metasurface[21]第三种类型的SSPP频扫天线仍然以矩形波导进行馈电,SSPP导波结构(采用周期性的金属栅)沿馈电波导一长边放置,透射型相位梯度超表面以最佳距离放置在SSPP导波结构正上方,用作天线的辐射/接收面板．当用作发射天线时,由于PGM 提供的“人工波矢”,实现从SSPP(kSSPP)到自由空间辐射波(k0)完美的动量匹配,使沿导波结构传播的SSPP被解耦为辐射电磁波,并且可以调控电磁波辐射方向;当用作接收天线时,由于相位梯度超表面提供的平行“人工波矢”,入射电磁波的波矢增大至kSSPP,从而被高效耦合为本征态SSPP,并沿着SSPP导波结构传播,最后由SSPP导波结构汇聚馈入到天线的馈电结构中．相比于第一种类型矩形波导馈电的SSPP平板天线,SSPP耦合媒质与PGM分开设计,因而带宽更宽,扫描角域更广,方向性更好．3.2 基于周期结构解耦的SSPP频扫天线除了利用相位梯度超表面解耦外,基于漏波天线的理论,通过加载周期结构,使SSPP 的传播常数分解为一系列空间谐波的叠加(Floquet mode),即β=βSSPP-2nπ/P,其中βSSPP为SSPP基模的传播常数;n为空间谐波的次数,n=0,±1, ±2,…;P为所加载周期结构的周期．所以β左右平移,进入辐射区,实现SSPP的辐射．相较于传统基于微带线馈电的周期性漏波天线而言,采用该原理的天线,利用SSPP的强色散特性,可以在较小的频段内实现大角度扫描,且通过调节SSPP导波结构的几何参数,βSSPP可控,增加了设计的自由度．3.2.1 微带线馈电的SSPP频扫天线图7(a)所示为所设计的微带线馈电的加载周期结构的SSPP频扫天线结构示意图,可以看出,天线由同轴端口进行馈电,中空的渐变矩形贴片[22]作为过渡结构,连接同轴端口与SSPP导波结构,SSPP导波结构采用镜像的周期性梳状齿,采用周期性Vivaldi形状的金属贴片作为辐射贴片,为增强SSPP的传播常数,提高SSPP与空间波的耦合效率,整个结构上方覆盖介质基板．天线的辐射特性分别在图7(b)、(c)和(d)中给出,可以看出,在8～12 GHz频段内,S11均小于-10 dB,扫描角域约为-37.5°～30°．(a) 天线结构示意图 (b) S11曲线(a) Geometic structure of the antenna (b) S11 curve(c) 主波束方向以及半功率波束宽度 (d) 极坐标方向图 (c) Curves of the main lobe (d) Polar directivity direction and half power beam width 图7 微带线馈电、周期结构解耦的SSPP频扫结构示意图以及辐射特性Fig.7 Geometric structure and radiation performances of the SSPP frequency scanning antenna decoupled by periodic structure and fed microwave strip line 3.2.2 共面波导馈电的SSPP频扫天线文献[23]提出采用共面波导(co-planar waveguide, CPW)馈电的SSPP频扫天线,如图8所示．利用漏波原理,通过加载周期结构,使SSPP的表面阻抗与自由空间匹配,产生辐射．这种天线架构采用单线耦合、传输、辐射,更为简洁．(a) SSPP天线样品照片(a) Photograph of the SSPP antenna(b) SSPP天线结构示意图(b) Geometic structure of the SSPP antenna(c) f=8.5 GHz天线方向图 (d) f=9.3 GHz天线方向图 (e) f=9.8 GHz天线方向图(c) Directivity of the antenna at f=8.5 GHz (d) Directivity of the antenna at f=9.3 GHz (e) Directivity of the antenna at f=9.8 GHz图8 共面波导馈电、周期结构解耦的SSPP频扫天线结构示意图以及辐射特性[23]Fig.8 Geometric structure and radiation performances of the SSPP frequency scanning antenna decoupled by periodic structure and fed by CPW[23]此外,文献[24]亦基于漏波原理,提出一种采用CPW馈电的单层SSPP频扫天线,如图9所示．这种天线同样采用单线耦合、传输、辐射,且带宽较宽．(a) SSPP频扫天线结构示意图(a) Geometric strucutre of the SSPP frequencyscanning antenna(b) SSPP频扫天线辐射特性(b) Radiation performances of the SSPP frequency scanning antenna图9 共面波导馈电的SSPP频扫结构示意图以及辐射特性[24]Fig.9 Geometric structure and radiation performances of the SSPP frequency scanning antenna fed by CPW[24]4 结论本文基于奇/偶混合模式耦合、相位梯度超表面解耦以及周期结构解耦等方法,综述了人工表面等离激元在天线中的研究进展,包括端射天线、多波束天线以及频扫天线等．相较于传统天线而言,基于SSPP的天线体积小、剖面低、设计自由度高,且采用印刷电路板技术加工,与现代微波电路兼容,具有重要的理论价值与应用前景．但是,也应该看到,基于SSPP的天线尚处于理论研究阶段,其辐射特性逊于传统天线．比如基于SSPP的频扫天线,其开阻带效应比较明显,文献[23]通过加载非对称的周期结构以抑制开阻带效应,但是其方向图却恶化得比较严重,由全向的方向图变为向一侧辐射．所以,基于SSPP的天线尚有许多技术难题等待突破,距实用化阶段还有较大差距．总的来说,得益于SSPP的深亚波长特性、局域场增强效应,以及非线性频率色散特性等,基于SSPP的天线仍然具有巨大的应用潜力,尤其是基于SSPP的频扫天线．众所周知,波导缝隙阵列天线因其较大的功率容量以及低副瓣、高增益等优越的辐射性能,被广泛地用于地面、舰载、机载、导航、气象、港管、信标和弹载雷达等领域．但是,这种天线成本较高,重量难以控制,且只能前向扫描,难以适应未来无线通信平台小型化、共形化、低成本等要求．而基于SSPP的频扫天线体积小、易共形、成本低,有望在未来通信领域发挥重要作用．鉴于SSPP频扫天线的发展现状,低副瓣、窄波束、高增益、宽角域扫描以及共形设计将是下一步SSPP频扫天线的研究重点．参考文献【相关文献】[1] PENDRY J B, MARTN-MORENO L, GARCIA-VIDAL F J. 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人工表面等离激元及其在微波频段的应用
3、实验实现
实验实现是人工表面等离激元从理论走向实际应用的关键环节。实验中，通常 采用电子束光刻、离子束刻蚀等技术制备人工表面等离激元阵列结构；采用光 学测量、电子显微镜观察等方法检测人工表面等离激元的传播特性。
四、人工表面等离激元的优点与 不足
1、优点
人工表面等离激元具有许多优点。首先，它具有突破衍射极限的聚焦能力，可 以实现纳米尺度上光子的空间调控和传输；其次，人工表面等离激元对光的局 域和敏感性使其在传感器、电子器件等领域具有广泛的应用前景；此外，人工 表面等离激元还具有低色散、低损耗等特性，使其在光子调控领域具有重要意 义。
参考内容
在过去的十年中，人工表面等离激元（SPPs）的研究已经成为纳米光子学和纳 米电子学的前沿领域。作为一种特殊的电磁波，人工表面等离激元可以在金属 和电介质界面的近场区域产生强烈的局域场增强效应，从而为各种微纳光电器 件的开发和应用提供了新的可能性。本次演示将重点探讨人工表面等离激元的 传输特性。
五、未来展望
随着科学技术的不断进步，人工表面等离激元在微波频段的应用前景令人期待。 未来，人们将探索更多新型的人工表面等离激元结构和功能，例如设计具有更 高效聚焦能力、更长传播距离的人工表面等离激元；研究人工表面等离激元在 光子晶体、光子集成电路等领域的应用；探索人工表面等离激元与其他纳米光 子技术的结合，例如纳米光纤、光子晶体波导等。人们还将致力于提高人工表 面等离激元的制备工艺，以实现其广泛应用。
2、不足
尽管人工表面等离激元具有许多优点，但也存在一些不足。首先，由于人工表 面等离激元的制备需要高精度的制造工艺，因此其制备难度较大；其次，人工 表面等离激元的传播距离较短，限制了其在实际应用中的范围；此外，由于人 工表面等离激元对环境因素的敏感性，使其在实际应用中可能受到外部环境的 影响较大。
基于表面等离子体激元的新型金属光栅波导的研究
０ 引 言
表 面等 离 子 体 激 元 （ｕｆｃ ｌ ｍ ｎｐｌｒｏ ， ｓｒ ｅｐａ ｏ ｏａｔｎ ａ ｓ ｉ Ｓ Ｐ 是 局域 于 金 属 表 面 的 一种 由 自 由电 子 和 光 子 Ｐ） 相 互作用 形成 的混 合激 发态 ｌ Ｊ １ 。它 局 限于金 属 与
第３卷 １
第 ５期
南 京
邮 电 大
学 学 报
（ 自 然 科 学 版
）
Ｖ １ ３ Ｎｏ ５ ｏ．１ ．
０ｃ ． ２０１ ｔ １
２１ ０ １年 １ ０月
Ｊｕｎｌ ｆ ａｊ ｇＵ ｉ ｒ ｔ ｏ ｏｔ ａｄＴ ｌ ｏ ｕ ｉ ｔ ｎ （ ａ ｒｌ ｃ ｎｅ ｏｒａ ｏ Ｎ ｎｉ ｎｖ ｓｙ ｆ ｓ ｎ ｅｅ ｍｍ ｎｃ ｉ ｓ Ｎ ｔ ａ Ｓｉ ｃ ） ｎ ｅ ｉ Ｐ ｓ ｃ ａｏ ｕ ｅ
Ｅ＝ ０ｘ ［（ｘ ２ —ｏ） Ｅ ｅｐ ｉｋｘ±ｋｚ ｔ ］ ｔ 的 Ｓ Ｐ 波 的色散 特性 方程 为 ： Ｐｓ
（） １ ຫໍສະໝຸດ 对 于理 想 的半 无 限 大金 属 和 电介 质 界 面 ， 应 对
方 程 可用如 下形 式表 述 ：
自由电子在 与其 共振 频 率 相 同的 光 波 照射 下 ， 果 如 发 生 集 体 振 荡 ， 金 属 表 面 就 会 激 发 产 生 ＳＰ 。 在 Ｐ ｓ Ｓ Ｐ对表 面环 境具 有 很 高 的灵 敏 度 ， Ｐ 被广 泛 地 应 用 于生 物传感 上 。 本文 主要研 究 的是 基 于 Ｓ Ｐ 计 的 五层 金 属 Ｐ ｓ设
Ａｂｓｒ ｃ ： ｎ ｔｉ ａ ｅ ｔ ｅ ｐ ｎ ｍｅ ｏ ｆｆｖ —ｔｒ ｔｌｔａ ｓ ｓ ｉｎ ｇ ａｉ ｇ ｉｈ ｂ ｓ ｄ ｏ ｕ ｆ ｃ ｔ ａ ｔ Ｉ ｈ ｓ ｐ ｐ ｒ，ｈ ｈｅ ｏ ｎ ｎ ｏ ｅ ｓｏｙ ｍｅ ａ ｒ ｎ ｍｉｓｏ ｒ ｔｎ ｓｗｈ ｃ ａ ｅ ｎ ｓ ｒａ ｅ ｉ ｐ ａ ｍｏ ｓ ｗｅ ｅ ａ ａ ｙ ｅ ． ｃ ｒ ｉ ｇ ｔ ｈ ｒ ｎ ｍｉｓｏ ｎ ｍｉｓｏ ｐ ｃｒ ｌｌ ｅ， ｖ ｔｌｇ ａｉ ｇ ｈ ｖ ｌ ｓ ｎ ｒ ｎ ｌｚ ｄ Ａｃ ｏ ｄ ｎ ｏ ｔ ｅ ｔａ ｓ ｓ ｉｎ ａ ｄ ｅ ｓ ｉｎ ｓ ｅ ｔａ ｉ ｆ ｅ ｍｅ ａ ｒ ｔｎ ａ ｅ ｎ ｉ ａ ｇ ｏ ｎ ｉｅ ｅ ｔｖ ｆｅ ｔ ｔ ｙ ａｓ ｏ ｎ ｈａ ｎ ｃ ｍｍｕ ｉ ａｉ ｎ ｂ ｎ ｅ ｒ １ ５ ｍ ， ｙ ｃ ｎ ｉ ｇ ｔ ｏ ｄ ａ ｔｒ ｆ ｃ ｉｅ ｅ ｆｃ ．Ｓｕｄ ｌｏ ｆ ｕ ｄ ｔ ｔｉ ｏ ｌ ｎ ｃ ｔｏ ａ ｄ ｎ ａ ５ ０ｎ ｂ ｈａ ｇ ｎ ｈｅ ｔ ｅ ｍｅａ ｒ ｔｎ ｅ ｏ ｔ ｅ ｒ ｆｅ ｔｏ ｐ ｃ ｒ ｍ ａ ｅ ｔ ｎ ｄ， ｏ ａ ｈ ｅ ｅ ａ ｔ ａ ｔ ｎ ｗａ ｅｅ ｇｈ ｓ ｌ ｃ ｈ ｔ ｌｇ ａｉ ｇ ｐ ｒ ｄ，ｈ ｅ ｃ ｉｎ ｓ ｅ ｔｕ ｃ ｎ ｂ ｕ ｅ ｔ ｃ ｉｖ ｎｉ ｃ ｉ ｖ ｌｎ ｔ ｅｅ — ｉ ｌ ｌ ｆ ｏ
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基于表面等离激元的长波QWIP光栅优化王国东;倪璐;朱红伟;王赛丽【摘要】为了提高长波量子阱红外探测器的灵敏度及探测率，采用表面等离激元效应来提高量子阱红外探测器中二维光栅的耦合效率。
利用三维时域有限差分算法，分析表面等离激元作用下，长波量子阱红外探测器中二维金属薄膜光栅参数对入射光的调制作用。
计算结果表明，对于8μm的入射光，当光栅周期 P＝2．8μm，孔直径D＝1．4μm，光栅层厚度L＝0．04μm时，X-Y 平面内Z方向电场值最大，光栅的耦合效率最高。
%In order to improve the sensitivity and detectivity of the long-wavelength quantum well infrared photodetector (QWIP) ,the surface plasmon was adopted to enhance the optical coupling efficience of two-dimensional grating .The modulation effects of the 2-D metal film grating parameters in long-wavelength QWIP on the incident light were analyzed by using the 3-D finite-difference time-domain (FDTD) algorithm based on surface plasmon .Calculation re-sults show n that the electric field along the Z direction reaches its maximum in the X-Y plane when the grating parameters were taken as P=2 .8μm ,D=1 .4μm andL=0 .04μm for 8μm incident light .【期刊名称】《应用光学》【年(卷),期】2014(000)005【总页数】4页(P785-788)【关键词】量子阱红外探测器;表面等离激元;二维光栅;耦合效率【作者】王国东;倪璐;朱红伟;王赛丽【作者单位】河南理工大学电气工程与自动化学院，河南焦作454003;河南理工大学电气工程与自动化学院，河南焦作454003;河南理工大学电气工程与自动化学院，河南焦作454003;河南理工大学电气工程与自动化学院，河南焦作454003【正文语种】中文【中图分类】TN362引言基于GaAs／AlGaAs材料的量子阱红外探测器（QWIP）具有均匀性好、响应速度快、器件制作工艺成熟、抗辐照、成本低等特点［1-6］，在当前以大面阵、多色等为特性的第三代红外焦平面技术中占有十分重要的地位。
在长波、甚长波探测及双色探测方面，量子阱红外探测器被认为是传统碲镉汞红外探测器的有力竞争者之一［7］。
然而，根据量子力学的跃迁定则，只有电矢量平行于量子阱生长方向的入射光才能被量子阱吸收，产生光生载流子，正入射光基本上不能被量子阱吸收。
为此常采用45℃角耦合、光栅耦合等方式来改变光的传播方向实现红外光被QWIP的有源区吸收，实现红外光的有效探测。
自从Ebbsen等人发现金属周期性孔阵列中的表面等离激元效应（SPPs）以来，SPPs对于入射电磁波的强烈调制作用已引起了人们的重视，并被用于提高光电器件的效率，如半导体激光器、太阳能电池和量子点红外探测器等［8-11］。
在中／长波红外波段，表面等离激元的传播长度足够大，能有效地到达整个量子阱区，光学损失相对较小，因此若将SPPs应用于长波量子阱红外探测器的光耦合，将会大大提高QWIP的光吸收效率及探测灵敏度。
本文采用三维时域有限差分算法（3DFDTD），详细分析在SPPs调制下长波量子阱红外探测器中光栅的耦合效率，并给出了光栅的优化参数。
1 三维仿真建模三维时域有限差分算法是严格求解麦克斯韦方程的数值算法，可以用来分析表面等离激元作用下量子阱有源区的光场分布。
本文所采用的量子阱红外探测器模型如图1所示，自底部至顶部分别为GaAs衬底、n-GaAs下接触层、QWIP有源区、n-GaAs上接触层、光栅层。
红外光自顶部垂直入射，经光栅层后到达QWIP有源区。
光栅层是在金属薄膜上周期性刻蚀六角晶格圆孔构成的，圆孔的周期为P，孔的直径为D，如图2所示。
在此，我们规定QWIP有源区的生长方向为Z轴，指向衬底方向为正，沿器件面为X-Y平面，其中心为零点。
设入射光源为平面波，光源距离光栅层的距离为0.05μm。
则距光栅层底部距离为Z的X-Y平面区域内入射光的耦合效率可表示为式中：Em为入射光的电场分量；Ez为X-Y平面区域内沿Z轴的电场分量。
由于3D-FDTD仿真计算受到运算时间和计算机存储空间的限制，因此采用FDTD方法只能选择一个合理的积分区域，并固定积分区域计算得到相对的耦合效率。
这仅是由于数值计算上局限性，但并不影响计算结果所表现的物理特性［12］。
图1 长波量子阱红外探测器仿真模型示意图Fig.1 Simulation model of long-wave quantum well infrared detector图2 光栅层结构示意图Fig.2 Structure of grating layer2 计算与分析沿Z方向入射的红外光只有垂直于Z方向的电矢量，不能被QWIP有源区直接吸收。
光通过如图2所示的周期性金属薄膜（光栅层）可以产生TM模式的表面等离激元，其存在Z方向的电矢量，可以被QWIP有源区吸收。
图3给出了距离光栅层底部z＝0.1μm处Z方向电矢量的分布图。
从图中可以看出，垂直入射的红外光其传播方向明显改变，且光场集中在与光栅孔对应的位置上，即光栅孔在X-Y 平面上的投影处。
同时，计算表明在不同的X-Y平面上，光的强度是随着距光栅层的距离增大按照e指数规律减小的，如图4所示，这正好符合表面等离激元激发光场的传播规律，从而证明了X-Y平面上的Z方向电场确实是表面等离激元激发的。
图中采用的计算参数：光栅周期为P＝2.8μm，孔直径为D＝1.6μm，光栅层厚度为L＝0.08μm。
图3 距离光栅层0.1μm处Z方向电场分布图Fig.3 Distribution of Zdirection's electric field at 0.1μm away from grating layer为了详细分析光栅层参数对光耦合效率的影响，我们详细分析了不同周期、不同占空比、不同光栅层厚度下光的耦合效率。
图5给出了13个取不同值时光耦合效率随周期P变化的曲线图，从图中可以看出周期P取2.8μm～3.0μm时，光栅相对耦合效率最高。
图中孔直径取D＝1.4μm，光耦合层厚度L＝0.08μm。
图4 光场强度随距光栅层距离变化曲线Fig.4 Light field intensity with respect to distance from grating layer取周期P＝2.8μm，改变孔的直径进行分析，得到如图6所示的结果。
从图中可以看出当孔直径取D＝1.4μm左右时，光栅相对耦合效率达到最大值。
图5 不同周期下的相对耦合效率曲线Fig.5 Relative coupling efficiency with respect to grating period图6 不同光栅孔直径下的相对耦合效率曲线Fig.6 Relative coupling efficiency with resptct to diameter of grating hole在前面分析基础上，取P＝2.8μm，D＝1.4μm，分析光耦合层厚度对相对耦合效率的影响得到的结果如图7所示，从图中可以看出当L＝0.04μm时，光耦合效率达到最大值。
图7 不同光栅厚度下的相对耦合效率曲线Fig.7 Relative coupling efficiencywith respect to thickness of grating layer纵上分析，可得到光栅的最佳参数，即当P＝2.8μm，D＝1.4μm，L＝0.04μm时，在表面等离激元激发下的Z方向电场达到最大值，光栅耦合效率最高。
3 结论为了提高量子阱红外探测器的光探测率及灵敏度，采用3D-FDTD算法，详细分析了表面等离激元作用下光栅参数对垂直入射光相对耦合效率的影响。
对于8μm的入射光，当光栅周期P＝2.8μm，孔直径D＝1.4μm，光栅层厚度L＝0.04μm时，X-Y平面内Z方向电场值最大，光栅的耦合效率最高。
该结果对于量子阱红外探测器的优化设计和探测率的提高具有一定的指导意义。
【相关文献】［1］ Lu Wei，Li Ning，Zhen Honglou，et al.Infrared optoelectronics new family-quantum well infrared photodetectors［J］.Science in China series G：Physisc，Mechanics，Astronomy，2009，39（3）：336-343.陆卫，李宁，甄红楼，等.红外光电子学中的新族——量子阱红外探测器［J］.中国科学G辑：物理学力学天文学，2009，39（3）：336-343.［2］ Jin Jupeng，Liu Dan，Wang Jianxin，et al.320×256 GaAs／A1GaAs long-wavelength quantum well infrared photodetector focal plane array［J］.Quantun well Infrared and Laser Engineering，2012，41（4）：833-837.金巨鹏，刘丹，王建新，等.320×256GaAs／AlGaAs长波红外量子阱焦平面探测器［J］.红外与激光工程，2012，41（4）：833-837.［3］ Gunapala S D，Ting D Z，Hill C J，et rge area III-V infrared focal planes［J］.Infrared Physics ＆Technology，2011，54：155-163.［4］ Wang Guodong，Dai Shoule，Hui Zhang.Optimization of top coupling grating for mid-wave quantum well infrared photodetector［J］.Chinese Optics Letters，2012，B （06）：188-189.［5］ Sundaram Mani，Reisinger Axel，Dennis Richard，et al.Status of quantum wellinfrared photodetector technology at QmagiQ today［J］.Infrared Physics ＆Technology，2011，54：194-198.［6］ He Ming，Wang Xinsai，Lu Jianfang，et al.New algebraic scene-based non-uniformity correction in infrared focal plane array［J］.Journal of Applied Optics，2011，32（6）：1217-1221.贺明，王新赛，路建方，等.一种新的红外焦平面阵列非均匀性代数校正算法［J］.应用光学，2011，32（6）：1217-1221.［7］ Lu Wei，Li Ling，Zheng HongLou，et al.Development of an infrared detector：Quantum well infrared photodetector［J］.Science in China Series G：Physics，Mecanics ＆ Astronomy，2009，52（7）：969-977.［8］ Chang Chiyang，Chang Hsuyu，Chen Chiayi，et al.Wavelength selective quantum dot infrared photode-tector with periodic metal hole arrays［J］.Applied Physices letters，2007，91（16）：163101-163107.［9］ Wu Wei，Alireza Bonakdar，Ryan Gelfand，et al.A normal-incident quantum well infrared photodetector enhanced by surface plasmon resonance［J］.SPIE，2010，7780：77801A-1.［10］ Wu Wei，Bonakdar A，Mohseni H.Plasmonic enhanced quantum well infrared photodetector with high detectivity［J］.Applied physics Letters，2010，96（16）：161101-161107.［11］ Weng Qianchun，Li Liang，Chen Jun，et al.Xiong Dayuan.The metal grating coupling of long-wavelength quantum well infrared photodetectors：surface plasmon effect［J］.Journal of Infrared and Millimeter Waves，2011，30（5）：415-418.翁钱春，李梁，陈俊，等.长波量子阱红外光电探测器金属光栅耦合的研究——基于金属表面等离子效应［J］.红外与毫米波学报，2011，30（5）：415-418.［12］ Wang Ke，Zheng Wanhua，Ren Gang，et al.Design and optimization of photonic crystal coupling layer for bi-color quantum well infrared photodetectors［J］.Acta Physica Sinica，2008，57（3）：1730-1735.王科，郑婉华，任刚，等.双色量子阱红外探测器顶部光子晶体耦合层的设计优化［J］.物理学报，2008，57（3）：1730-1735.。