亚波长光学元件
可重构智能超表面在卫星导航系统中的应用展望
可重构智能超表面在卫星导航系统中的应用展望目录一、内容概览 (2)1.1 背景与意义 (2)1.2 国内外研究现状 (3)1.3 研究内容与方法 (5)二、可重构智能超表面的理论基础 (6)2.1 智能超表面的概念与特点 (8)2.2 可重构超表面的设计与实现 (9)2.3 电磁特性分析 (10)三、卫星导航系统概述 (11)3.1 卫星导航系统的发展历程 (12)3.2 卫星导航系统的基本原理 (13)3.3 卫星导航系统的性能评估 (14)四、可重构智能超表面在卫星导航系统中的应用原理 (15)4.1 基于可重构智能超表面的波束赋形 (17)4.2 基于可重构智能超表面的信号处理 (18)4.3 基于可重构智能超表面的抗干扰能力 (20)五、可重构智能超表面在卫星导航系统中的性能优化 (21)5.1 性能评估指标体系建立 (22)5.2 性能优化方法探讨 (24)5.3 实验验证与分析 (26)六、可重构智能超表面在卫星导航系统中的实际应用场景 (27)6.1 智能交通系统中的应用 (28)6.2 物联网中的定位与导航 (30)6.3 军事通信系统中的应用 (31)七、结论与展望 (32)7.1 研究成果总结 (33)7.2 存在的问题与挑战 (34)7.3 未来发展方向与前景展望 (35)一、内容概览随着科技的飞速发展，智能化、高精度导航系统已成为现代社会的迫切需求。
作为导航系统的核心组件，地面和卫星导航信号处理单元在定位、导航和授时等方面发挥着至关重要的作用。
传统的地面和卫星导航信号处理单元在面对复杂多变的环境时，往往显得力不从心，难以满足日益增长的导航精度和可靠性要求。
在此背景下，可重构智能超表面作为一种新兴的技术手段，为卫星导航系统的发展带来了新的机遇和挑战。
可重构智能超表面是一种通过改变其物理结构来实现功能调整的超表面，具有灵活性高、适应性强等优点。
将其应用于卫星导航系统，可以有效地提高信号处理能力，增强抗干扰性能，从而提升整个导航系统的稳定性和准确性。
光学玻璃的亚波长结构制造技术考核试卷
C.离子束刻蚀
D.抛光
5.光学玻璃亚波长结构的加工中，以下哪种方法能够获得更高的加工精度？（）
A.湿法蚀刻
B.干法蚀刻
C.磨削
D.铸造
6.关于亚波长结构光学元件的光学性能，以下哪个描述是正确的？（）
A.透过率降低
B.散射增加
C.像差减少
D.吸收率升高
7.以下哪种技术可用于亚波长结构的直接成像？（）
答案：__________
3.分析干法蚀刻和湿法蚀刻在亚波长结构加工中的区别，并说明它们各自适用的场合。
答案：__________
4.亚波长结构光学元件的制造面临哪些技术挑战？你认为未来可能会有哪些技术创新来解决这些问题？
答案：__________
标准答案
一、单项选择题
1. A
2. D
3. C
4. A
15.以下哪些条件需要在亚波长结构加工中进行严格控制？（）
A.温度
B.湿度
C.污染控制
D.电压稳定性
16.亚波长结构光学元件在以下哪些领域有应用潜力？（）
A.光通信
B.生物成像
C.太阳能电池
D.显示技术
17.以下哪些技术挑战与亚波长结构的制造相关？（）
A.高分辨率成像
B.加工速度
C.材料选择
D.成本控制
B.更高精度的加工技术
C.自动化与智能化
D.成本效益的提高
三、填空题（本题共10小题，每小题2分，共20分，请将正确答案填到题目空白处）
1.亚波长结构光学元件通常具有比传统光学元件更小的特征尺寸，这些尺寸一般小于光波的______。
答案：__________
2.在亚波长结构加工中，______技术常用于转移微型图案到光学玻璃表面。
基于SPPs-CDEW混合模式的亚波长单缝多凹槽结构全光二极管
基于SPPs-CDEW混合模式的亚波长单缝多凹槽结构全光二极管祁云平;南向红;摆玉龙;王向贤【摘要】All-optical diode is the most basic photonic device in integrated optical circuits.It is of great significance to develop a modulated optical diode for preparing complex optical circuits in the nearfuture.However,there are few studies on constructing all-optical diodes in subwavelength metal micro-nano structured devices based on the hybrid model of surface plasmon polaritons (SPPs) and composite diffracted evanescent wave (CDEW).In fact,most of the researches have been focusing on how to effectively enhance the unidirectional nonreciprocal transmission of the optical diode and improve the extinctionratio.According to SPPs-CDEW hybrid states,in this paper we put forward a novel method of designing an optical diode and its structure.The structure consists of a subwavelength single micro-nano slit surrounded by symmetric multi-pair grooves on a silver film.First of all,on the basis of the single slit structure of the silver film,the pairs of the groove structures are etched on both sides of the silver film:the positions and quantities of the grooves on the top and bottom surfaces are asymmetric.Then combining with an effect similar to Fabry-Perot resonance effect inside the micro-nano slit,the function of beam unidirectional transmission is achieved by controlling SPPs through changing the geometric parameters of the structure.Furthermore,in order to realize unidirectional nonreciprocaltransmission,by means of theoretical derivation and the finite element method (FEM),in this paper we analyze the transmission enhancement phenomenon of single slit-symmetric pair of groove micro-nano structure,discuss the physical mechanisms of transmission enhancement and weakening,and also give the far field transmission spectrum of the normalized transmission changing with the distance between slit and pair grooves.The results obtained from the rigorous theoretical formula are in excellent agreement with the numerical results obtained by using FEM.Finally,as the position and number of the pair grooves are precisely determined by this transmission spectrum,the optimized all-optical diode structure,of which the unidirectional transmission is effectively enhanced and the extinction ratio of the optical diode is improved,is achieved with five pairs of enhanced transmission grooves formed on the top surface of the Ag film and six pairs of weakened transmission grooves formed on the bottom surface.The maximum extinction ratio reaches 38.3 dB,which means that the forward transmittance is 6761 times the reverse transmittance,i.e.,it increases 14.6 dB over the result from previous theoretical work.And there appears a 70 nm wavelength band width (＞20 dB) in the operating wavelength 850 nm.The proposed optical diode has the advantages of simple structure,wide working bandwidth,easy integration,and high coupling efficiency.The research of the optical diode is valuable for the potential applications in optical signal transmission,optical integrated optical circuit,super-resolution lithography and other related fields.%全光二极管是集成光子回路上最基本的光子器件,如何有效增强全光二极管的单向透射性,提高消光比一直是学者们研究的重点.当前,利用表面等离极化激元(surface plasmon polaritons,SPPs)和复合衍射衰逝波(composite diffracted evanescent wave,CDEW)的亚波长金属微纳结构构建全光二极管器件还鲜有研究.因此,开发出一种可调制的全光二极管,对未来制备复杂的光子回路具有重要意义.本文提出了一种基于SPPs-CDEW混合模式设计全光二极管的方法和结构,该结构结合纳米缝中的类法布里-珀罗共振效应,利用结构参数对SPPs进行调控,实现了光束单向透过的功能.首先,利用理论推导和有限元算法分析了单缝-对称双凹槽纳米结构的透射增强现象,提出了透射增强和削弱的物理机理.其次,计算出规约化透射率随单狭缝和凹槽对之间距离变化的远场透射谱,给出的理论和数值计算结果符合得很好.最后,通过此透射谱精确确定凹槽的位置和数量,得出上表面对称分布五对增强透射凹槽、下表面六对抑制透射凹槽的最优全光二极管结构,有效增强了全光二极管的单向透射性,提高了消光比,最大消光比可以达到38.3 dB,即正向透射率是反向透射率的6761倍,比已有文献提高了14.6 dB,并在850 nm 左右有70 nm宽的工作波长带宽(＞20 dB).本文提出的光二极管结构简单,宽带宽工作,易于集成,耦合效率高,研究结果对光学信号传输、集成光回路、超分辨率光刻等相关领域具有潜在的应用价值.【期刊名称】《物理学报》【年(卷),期】2017(066)011【总页数】12页(P270-281)【关键词】全光二极管;表面等离子体极化激元;非互易导通;消光比【作者】祁云平;南向红;摆玉龙;王向贤【作者单位】西北师范大学物理与电子工程学院,兰州 730070;西北师范大学物理与电子工程学院,兰州 730070;西北师范大学物理与电子工程学院,兰州 730070;兰州理工大学理学院,兰州 730050【正文语种】中文全光二极管是集成光子回路上最基本的光子器件,如何有效增强全光二极管的单向透射性,提高消光比一直是学者们研究的重点.当前,利用表面等离极化激元(surface plasmon polaritons,SPPs)和复合衍射衰逝波（composite di ff racted evanescent wave,CDEW）的亚波长金属微纳结构构建全光二极管器件还鲜有研究.因此,开发出一种可调制的全光二极管,对未来制备复杂的光子回路具有重要意义.本文提出了一种基于SPPs-CDEW混合模式设计全光二极管的方法和结构,该结构结合纳米缝中的类法布里-珀罗共振效应,利用结构参数对SPPs进行调控,实现了光束单向透过的功能.首先,利用理论推导和有限元算法分析了单缝-对称双凹槽纳米结构的透射增强现象,提出了透射增强和削弱的物理机理.其次,计算出规约化透射率随单狭缝和凹槽对之间距离变化的远场透射谱,给出的理论和数值计算结果符合得很好.最后,通过此透射谱精确确定凹槽的位置和数量,得出上表面对称分布五对增强透射凹槽、下表面六对抑制透射凹槽的最优全光二极管结构,有效增强了全光二极管的单向透射性,提高了消光比,最大消光比可以达到38.3 dB,即正向透射率是反向透射率的6761倍,比已有文献提高了14.6 dB,并在850 nm左右有70 nm宽的工作波长带宽(>20 dB).本文提出的光二极管结构简单,宽带宽工作,易于集成,耦合效率高,研究结果对光学信号传输、集成光回路、超分辨率光刻等相关领域具有潜在的应用价值.近年来,表面等离激元亚波长光学(surface plasmon-subwavelengthoptics,SPSO)[1]成为在亚波长尺度下实现对光波操控和约束领域的研究热点.1998年Ebbesen等[2]首次在《Nature》上报道了金属薄膜亚波长微孔阵列结构中的光学异常透射(extraordinary optical transmission,EOT)现象,引发了解释该现象物理机理的研究热潮.光通过各种亚波长金属结构,包括单狭缝、单狭缝-凹槽、一维光栅结构、圆环形凹槽结构等,会出现异常透射现象[3−16].文献[6]利用复合衍射衰逝波(composite di ff racted evanescent wave,CDEW)模型[7],研究了单狭缝-凹槽结构中远场透射增强现象.同年Lalanne和Hugonin[8]通过理论模拟和推导,对文献[6]中的实验结果给出解释,说明了表面等离极化激元(surface plasmon polaritons,SPPs)的激发是单狭缝-凹槽结构中远场透射增强和削弱变化的主要原因.文献[9]给出了基于单狭缝-凹槽结构表面波增强透射和聚焦的实验结果.文献[10]对这方面工作进行了综述.文献[11]研究了光栅结构的情况,分析了SPPs和其他光学模式对亚波长金属光栅结构中的透射作用.对于EOT现象产生的物理机理,国际上学者们较为普遍的看法是SPPs的有效激发.SPPs是金属表面自由电子集体震荡与入射电磁波相互作用所产生的一种表面电磁模式[1,17],它具有很强的局域性,可以被约束在很小的尺度上,能够突破衍射极限,因此,基于SPPs的各种纳米光子学器件被认为是实现纳米全光集成最有希望的途径[18].集成光子回路上最基本的光子器件就是全光二极管,开发一种可调制的全光二极管,有望成为未来制造光计算机的核心技术.所谓全光二极管,是指能够单向进行光传输的装置.与现有电脑使用的半导体二极管相比,全光二极管储存和处理信息的速度将快得多.将来采用可进行“非互易传输(unidirectional nonreciprocal transmission)”光二极管制造的光计算机,不仅处理速度更快,稳定性也将更高.研究者们此前已开发出多种结构的全光二极管[19−37].主要有以下几种.1)基于光子晶体来实现光信号的非互易导通(即光二极管效应)的全光二极管设计:文献[19]提出了一种基于三明治非线性布拉格光栅结构的光孤子全光二极管;文献[20]通过一维光子晶体与有损耗的金属薄膜构成的异质结构中的光隧穿行为设计出高效的全光二极管;对于二维光子晶体,理论上提出了一种基于六角格子光子晶体波导微腔和Fabry-Perot(F-P)腔非对称耦合的全光二极管结构[21],它由一个包含非线性Kerr介质的高Q值微腔与一个光子晶体波导中的F-P腔组成；文献[22]从实验上研究了具有空间反演对称性破缺的二维双组分有机光子晶体异质结构,实现了不依赖于光学非线性的纳米尺度的全光二极管;在两个参数不同的光子晶体之间用倾斜的界面靶组合（称为两个光子晶体的异质结）得到的全光二极管,具有显著的单向性[23,24]；利用光传输自准直特性的二维近红外金属光子晶体异质结构的单向光传输特性也被详细研究[25]；在具有空间对称性破缺的光子晶体波导中,通过对传输通道进行试探性的调控,也可以实现光学模式的单向传输[26];文献[27]提出了一种基于独立微纳束的光子晶体波导的光控单向光学器件,并有希望实现这类器件的微型化;文献[28]提出并实验证明了基于热辐射效应的光纤-芯片-光纤机械系统的路径非对称光传输方案.以上均为基于光子晶体设计的全光二极管,然而由于光子晶体是人工制造的折射率周期性变化的微观结构,其制造工艺比较复杂,精度要求较高,结构实现较困难.2)基于磁性物质来实现非互易导通的全光二极管设计:文献[29]考虑了金薄膜的光栅附着在金属氧化物反铁磁基底上,利用反铁磁性对于光的时间反演不变性,来实现光的单向性;文献[30]利用磁光效应和光共振效应,实验上得到了基于单向光学共振器的单片集成光隔离器,即全光二极管.3)基于非线性光学效应实现单向性的全光二极管设计:文献[31]通过在SiO2基板上形成Si制光导波路和两个环形谐振器来实现全光二极管,该二极管功能通过谐振器距离的不同以及非线性效应两种组合要素实现;文献[32]也提出基于自相位调制效应的由两个硅基环形谐振腔构成的中红外全光二极管.4)其他措施来实现光传播的单向性:利用非线性光学过程来实现单向性[33];利用不对称非线性(反向)饱和吸收[34]来实现光的单向性;利用超材料中的单向电磁诱导透明所产生的Fano线型透射谱来实现亚波长电磁二极管[35];还有利用两个回音壁微腔耦合的方法[36],在实验上观察到了光的单向传输,并实现了基于宇称时间对称结构的全光二极管.虽然以上全光二极管实现了光的单向传输性,但在总体性能参数上,如光强阈值、消光比、工作带宽和最大透射率等方面或多或少存在不足.因此,本文设计出了结构简单、宽带宽工作、耦合效率高、易于集成的全光二极管.当前,利用SPPs的亚波长金属纳米结构构建全光二极管器件还鲜有研究[37].有研究人员通过理论和实验研究发现SPPs有时可以增强透射,有时反而削弱透射[38].本文利用SPPs在金属银膜上下两个表面不同的亚波长单缝多凹槽结构来实现增强和削弱透射的单向性传输,提出了一种基于SPPs-CDEW混合模式的亚波长单缝-多凹槽微纳结构全光二极管设计方案.此方案包含了在金属银膜上穿透的亚波长单缝和多个在金属银膜上刻蚀的亚波长凹槽等纳米结构,即在银膜两个表面都刻蚀对称凹槽对结构,并且上下两表面的凹槽离单缝的距离位置非对称错开,随着缝槽激发的SPPs的影响,此结构在入射方向对光有透射增强作用,而在相反方向上对透射却有抑制作用,表现出全光二极管的单向传输效应.经过理论推导和有限元法数值模拟和优化,得到消光比(extinction ratio)最大时的凹槽数量和位置,有效增强了全光二极管的单向透射性,提高了消光比,比文献[37]提高了14.6 dB,最大消光比达到38.3 dB.2.1 理论模型Lalanne等[8]通过理论推导和数值计算,深入研究了金属银膜单狭缝-单凹槽结构中的透射增强现象,并成功解释了文献[6]关于单狭缝-单凹槽结构中远场透射随缝槽距离变化的实验结果,证明了SPPs是单狭缝-单凹槽结构中远场透射周期性变化增强或削弱的主要原因.但是关于金属银膜单狭缝-对称双凹槽结构的理论模型以及对远场透射随缝槽距离变化方面的研究目前还处于空白阶段.本文所提出的基于SPPs-CDEW混合模式的亚波长单缝-多凹槽纳米结构全光二极管正是基于单狭缝-对称双凹槽模型的理论推导和数值仿真,由此确定银膜上下两个表面不同的凹槽数目和位置.本文研究的具有透射增强或抑制效果的单狭缝-对称双凹槽的模型如图1所示.深灰色区域是银膜,银膜厚度E=200 nm,与文献[37]保持一致,在银膜上开了一条单缝并刻蚀了两条对称凹槽:单狭缝和凹槽尺寸与文献[6,8]相同,即狭缝附近左右对称各有一条矩形凹槽,缝宽和凹槽宽度均为w=100 nm,凹槽深度h=100 nm.一束波长λ=850 nm的TM平面波(p极化波)垂直入射到该狭缝-双凹槽结构,并穿过狭缝形成远场透射.本文通过改变单狭缝和凹槽中心之间的距离d来研究双凹槽激发的表面波对狭缝透射的影响.银的介电常数取在波长850 nm的近红外光垂直入射下的实验数据[39,40]平均值εAg=−33.06+i1.166.2.2 金属银膜单狭缝-对称双凹槽模型中的异常透射如图1所示,本文用u和v分别表示在银膜/空气界面处狭缝和凹槽之间两个相反方向上传播的SPPs模式的幅度,用a和b分别表示在凹槽内部上下两个相反方向上传播的凹槽基本模式的幅度系数,下标1,2分别表示左右对称两个凹槽.耦合模式方程组如下:其中,α是缝或槽中波传播的基模在银/空气界面处激发SPPs的模式耦合散射系数,β是入射平面波在银/空气界面处激发SPPs的模式耦合散射系数[12];V是槽内垂直方向光波传播的相位因子,W1是缝槽之间水平方向SPPs沿银膜表面传播的相位因子,W2是两个槽之间水平方向SPPs传播的相位因子,相位因子V,W1和W2分别是V=exp(ikneffh),W1=exp(iksppd),W2=exp(ikspp2d),其中neff是凹槽基本模式的有效折射率(neff≈1),SPPs波矢h为凹槽深度,d为凹槽-狭缝间距;rm和r0分别是凹槽基本模式在凹槽底部-金属反射率和凹槽顶部-空气界面处的反射率,r 是SPPs在银金属表面传播时经过缝接口处的后向反射系数;S是有对称双凹槽的条件下单缝内传播基模的耦合系数,t0表示在没有凹槽的情况下进入金属单狭缝透射的耦合系数,|S|2是单缝内传播基模的耦合功率(归一化没有凹槽的单缝内基模耦合功率|t0|2),即|S/t0|2表示最终规约化后的远场透射.文献[12]对不同缝宽金属缝槽内的基模和不同波长入射平面波激发SPPs的激发效率进行了详细研究,其中I0,I1可由高斯-切比雪夫积分和高斯-勒让德积分法算出:缝槽内介质有效折射率参考文献[15]的计算方法可以得出n1=1.22,缝槽外入射空间介质折射率n2=1,在归一化等效缝宽为的条件下α=0.3245+i0.01214,β=−0.2938−i0.01099.单缝和槽内基模激发SPPs效率[12]为eSP=|α+(w/2)|2+|α−(w/2)|2≈21.1%,在垂直入射(θ=0)的条件下,入射平面波激发SPPs效率为eSP=|β+(w/2)|2+|β−(w/2)|2≈17.29%.在(1)式中rm≈−1,r0结合亚波长缝中的类F-P腔共振效应给出缝端口空气界面处的反射率,参考文献[41]中的(20)式给出,意味着凹槽顶部-空气界面由于强散射形成了高反射率介质层.因为|r|<0.05,本文给出r=−0.05,rm和r的负号表示反射波相对于入射波有π的相位差. 从上述方程组我们得到图2给出了由(2)式算出的规约化功率耦合透射率|S/t0|2随狭缝-对称双凹槽间距d周期震荡变化的曲线,并和用有限元方法(the fi nite element method,FEM)模拟计算的结果做了比较.图中黑色实线代表用FEM计算的透射谱,蓝色实线代表利用(2)式SPPs理论计算出的结果.由图2可以看出,在狭缝-对称双凹槽间距离d>4µm以后的范围,SPPs理论推导的结果和FEM模拟结果能够比较好地符合.对称双凹槽对单缝透射增强的效果比没有凹槽的远场透射增强了2.2倍左右,在透射增强的谱线上出现了双峰,且左峰稍大于右峰,而在抑制透射的谱线谷底位置比较平坦.说明用SPPs理论模型来解释远场透射的周期变化还是合适的.但是在d<4µm的范围内,SPPs理论模型推导的结果和FEM模拟计算的谱线的振幅、峰值位置结果都有所差异.FEM结果可以看到透射增强的谱线双峰上右峰明显大于左峰,特别是狭缝-对称双凹槽间距离d=594 nm处的规约化功率透射系数可以达到3.81,而SPPs推导的透射谱振幅基本上是恒定的,这是SPPs理论无法解释的.为此我们引入CDEW 模型来对SPPs理论模型进行修正.2.3SPPs-CDEW混合模式单狭缝-对称双凹槽异常透射模型CDEW模型[7]把入射光在狭缝、凹槽等缺陷处散射的各种频率的电磁波分为辐射波和表面波,其中波矢kx<|k0|的部分为辐射出去的辐射模式,波矢kx>|k0|的部分表示波矢大于入射光的表面衰逝模式.所有沿表面传播的衰逝波(SPPs也是表面衰逝波中的一种)看成一个复合的波包来近似处理,CDEW波本质上是入射光在狭缝、凹槽等缺陷处产生的衍射波的集合,其沿表面传播的电场表达式可近似表示为其中A0为振幅系数,w是缝或槽的宽度,φ是使缝槽距离d=594 nm时达到最大透射峰的初始相位,拟合系数分别是A0=1,φ=0.447π,ksurf是CDEW表面波的平均波矢从(3)式可以看出,随着缝槽距离d的增大CDEW波的振幅会下降并与d成反比关系,说明CDEW波易衰减.为了更好地解释FEM模拟(如图2中黑色实线)的规约化功率透射谱振幅强度随着传播长度x的增加而下降的现象,本文引入CDEW模型对SPPs理论模型进行修正,提出SPPs-CDEW混合模式模型,得到单缝-对称双凹槽内传播基模的耦合系数S为其中ESPP取自(2)式,ECDEW由(3)式给出,p,q分别表示SPPs模式和CDEW模式各自所占的模式比例系数,规约化后的远场功率透射谱仍由|S/t0|2给出,得到的SPPs-CDEW混合模式模型结果和FEM模拟结果基本符合,如图2中红色实线所示:红色实线代表利用(4)式SPPs-CDEW混合模式模型计算出的结果.特别是在d<4µm的范围内,在透射增强的谱线上出现的双峰中右峰大于左峰.且图2中黑色谱线FEM计算的振幅下降、峰值位置结果与本文SPPs-CDEW混合模式模型(红色实线)预测的结果一致,说明在狭缝和对称凹槽距离较近时(d<4µm),远场透射是由SPPs和CDEW共同决定的.其中CDEW振幅随传播距离衰减的特性决定了透射振幅的下降现象,特别是前两个透射谱线峰值的增强,以及右峰大于左峰的增强,很大一部分是CDEW波的贡献;当CDEW波随着传播距离迅速衰减后,SPPs主导了规约化的远场透射谱,SPPs决定了透射峰的位置和振幅.如从第三个透射峰之后,透射峰振幅基本保持2.2恒定不变,并且d>4µm的范围内透射谱增强区域出现的双峰中左峰大于了右峰.本文所提出的基于单狭缝-多凹槽纳米结构的全光二极管的结构如图3(a)所示,深灰色区域是银膜,在厚度E=200 nm的银膜上开了一条单缝,单狭缝两侧上下银膜表面分别对称刻蚀了n对凹槽和m对凹槽,狭缝和凹槽宽度都为w=100 nm,凹槽深度h=100 nm.垂直入射在该全光二极管的TM平面波(p极化波)的波长为λ=850 nm,并穿过狭缝形成远场透射.上表面凹槽的位置由凹槽中心点的x坐标给定,分别是L−n,···,L−2,L−1,L1,L2,···,Ln(由于单缝中心的坐标是0,所以x坐标的绝对值|x|即为缝槽距离d),由于凹槽的对称性有L−n=−Ln,n代表上表面对称凹槽的对数;下表面凹槽的位置也由凹槽中心点的x坐标给定,分别为,由于凹槽的对称性有代表下表面对称凹槽的对数.为了实现光波的单方向透射,本文严格规定该结构中对称凹槽的位置坐标:T1表示入射光从上往下垂直入射该结构的透射率|S1|2,称为正向增强透射,T0表示入射光垂直入射没有刻蚀凹槽的单缝结构的透射率|t0|2,上表面对称凹槽用于激发SPPs并且增强透射,金属银膜上表面的凹槽都分布在如图3(b)所示规约化透射谱的峰值位置,用红色数字标出其位置L1=594 nm,L2=1408 nm,L3=2232 nm,L4=3060 nm,L5=3890 nm,L6=4720 nm,L7=5344 nm,L8=6177 nm,L9=7012 nm;T2表示入射光从下往上垂直入射该结构的规约化透射率|S2|2,称为反向抑制透射,下表面对称凹槽用于激发SPPs并且削弱透射,但是如图3(b)所示规约化透射谱的谷底位置都比较平坦,除了前两个谷底(用蓝色数字标出其位置,在结果与分析里讨论),其他谷底没有明显的最小值,经FEM计算证明,产生削弱作用最明显的凹槽分布在单缝-单槽规约化透射谱的谷底位置[6,8,37],即金属银膜下表面的凹槽分布在其中λSPPs 为入射光垂直照射在银膜表面上激发的SPPs的波长λSPPs=840 nm.由一束波长λ=850 nm的TM平面波光源垂直入射该单狭缝-多凹槽结构时,凹槽激发的表面等离子体极化激元和狭缝透射的平面波在金属膜表面发生干涉,造成进入纳米狭缝中的光场强度的起伏.银膜上表面处刻蚀的对称凹槽位置正好位于干涉相长最强的位置,而下表面上的对称凹槽位置位于干涉相消最大的位置,干涉波最终穿过狭缝形成远场透射,因此光从上往下增强透射而相反方向抑制透射,这样就实现了全光二极管光束的单向透过功能.图4(a)和图4(b)给出了该单狭缝-多凹槽纳米结构随对称凹槽对数n变化的透射谱.图4(a)表示入射光从上往下正向增强透射的规约化透射率T1/T0(即|S1/t0|2),其中黑色实心矩形表示在金属银膜下表面没有刻蚀抑制透射凹槽(m=0)的情况,蓝色实心三角形表示在金属银膜下表面刻蚀抑制透射凹槽对数目与上表面刻蚀增强透射凹槽对数目相等(m=n)的情况,红色实心球体表示在金属银膜下表面刻蚀抑制透射凹槽对数目为6(m=6,最优数)的情况.这三条透射谱正向增强规约化透射率T1/T0都随着上表面对称凹槽对数目n的增加逐渐增加,并且在下表面刻蚀抑制透射凹槽对正向增强透射率T1/T0的提高有增大作用,由图4(a)可以看到,蓝色和红色实线都比黑色实线在同等n下提高不少.由图4(a)看到三条透射谱都在上表面对称凹槽对数目n=6到n=7有一个台阶提升,这是因为如图3(b)所示规约化透射谱的第6个峰值位置L6=4720 nm为右峰,第7个峰值位置L7=5344 nm为左峰,两对凹槽距离较近,激发SPPs相互耦合提高正向增强透射率,第7个峰值之后透射率的增加趋于平缓.图4(b)表示入射光从下往上抑制透射的规约化透射率T2/T0(即|S2/t0|2),其中黑色实心矩形表示在金属银膜上表面没有刻蚀增强透射凹槽(n=0)的情况,蓝色实心三角形表示在金属银膜上表面刻蚀增强透射凹槽对的数目与下表面刻蚀抑制透射凹槽对的数目相等(n=m)的情况,这两种情况m=0时T2/T0=1由于纵轴超出范围没有画出,透射谱反向抑制规约化透射率T2/T0都随着下表面对称凹槽对数目m的增加逐渐降低,黑色曲线在m>4以后远场透射反而上升,蓝色曲线在m=6达到最小透射率,约为0.00222,说明99.78%的透射都被抑制了.并且在上表面刻蚀增强透射凹槽对下表面凹槽的抑制透射效果有增强作用,透射率再次下降,如图4(b)中局部放大图看到蓝色实线在m>4条件下抑制透射率都要比黑色实线低一些.红色实心球体表示在金属银膜下表面刻蚀抑制透射凹槽对的数目为固定数6(m=6,最优数)的反向抑制透射情况,可以看到反向抑制透射率基本没有变化,从n=0(上表面没有槽)的0.01274到n=4的0.00185达到最小值,在n>4以后远场透射缓慢上升.消光比是二极管的一个极为重要的指标.消光比的定义如下:若光沿一个方向和其反方向的透射率分别为TF和TB,那么消光比为S=10[lg(TF/TB)],单位是dB.消光比代表了两个方向透射的对比度.显然,要想实现二极管比较好的单向通过效果,就要该结构有比较高的消光比.图4(c)给出了三种情况的消光比随对称凹槽对数n增加而得到的变化曲线.其中黑色实心矩形表示只在金属银膜一个表面刻蚀对称凹槽(正向增强m=0而反向抑制n=0)的情况,蓝色实心三角形表示在金属银膜上下两个表面刻蚀凹槽对的数目相等(m=n)的情况.可以明显看出蓝色曲线在n>4后明显比黑色曲线消光比提高很多,并且一直上升,到m=n=6时达到最大消光比37.78 dB,而在m=n>6之后逐渐稳定且有所下降,所以本文确定该全光二极管的下表面在单狭缝两侧各对称分布6个凹槽为最优.接下来确定上表面凹槽对数.图4(c)中红色实心球体表示在金属银膜下表面刻蚀抑制透射凹槽对的固定数目为6(m=6,最优数)的消光比随上表面对称凹槽对数n的变化.随着n的增加,消光比也逐渐增加并且比蓝色曲线要高,在n=5时达到最大消光比,值约为38.3 dB,此时的正向透射强度是反向透射强度的6761倍,比文献[37]的最大消光比23.71 dB高出14.6 dB,消光比得到显著提高,实现了有效的单向透射效果.由此得出本文提出的全光二极管的最佳结构:上。
亚波长金属光栅的表面等离子体激元共振特性
亚波长金属光栅的表面等离子体激元共振特性刘镜;刘娟;王涌天;谢敬辉【摘要】Sub-wavelength metallic gratings have extraordinary transmission efficiency and local field enhancement in resonant wavelengths.In order to deeply understand the resonant discipline,the resonant origins of the sub-wavelength metallic gratings were investigated.Three resonant wavelengths were analyzed by adjusting the geometric parameters and materials of the gratings,and the physical disciplines of three different resonant wavelengths were obtained.In the simulation,the periodical boundary method based on the boundary integral equation combined with a plane wave expansion method was used to process the period structures with arbitrary shapes.The numerical results show that three resonant center wavelengths can be tuned by the materials,periods,and the thicknesses of the gratings.It is believed that this study will provide useful information for further designing micro-nano optical elements.%亚波长金属光栅在共振波长处有光场局域增强、异常透射等现象,为深入认识其共振机制,本文研究了亚波长金属光栅的表面等离子体激元（SPP）共振特性。
表面等离子体亚波长光学原理和新颖效应
表面等离子体亚波长光学原理和新颖效应3顾 本 源(中国科学院物理研究所 北京 100080)摘 要 表面等离子体是沿着导体表面传播的波,当改变金属表面结构时,表面等离子体激元(surface p las mon po 2larit ons,SPPs )的性质、色散关系、激发模式、耦合效应等都将产生重大的变化.通过SPPs 与光场之间相互作用,能够实现对光传播的主动操控.表面等离子体光子学(p las monics )已成为一门新兴的学科,它的原理、新颖效应以及机制的探究,都极大地吸引研究者们的兴趣.SPPs 具有广阔的应用前景,例如,应用于制作各种SPPs 元器件和回路,制作纳米波导、表面等离子体光子芯片、耦合器、调制器和开关,应用于亚波长光学数据存储、新型光源、突破衍射极限的超分辨成像、SPPs 纳米光刻蚀术、以及生物光学(作为传感器和探测器).文章介绍了表面等离子体光子学原理、新颖效应和物理机制,并简述若干应用.关键词 表面等离子体亚波长光学,表面等离子体光子学,表面等离子体光子芯片,元器件和回路Surface pl a s m on subwavelength opti cs:pri n c i ples and novel effectsG U Ben 2Yuan(Institute of Physics,Chinese A cade m y of Sciences,B eijing 100080,China )Abstract Surface p las mons are waves that p ropagate along the surface of a conduct or .By altering the structure of a metal’s surface,the p roperties of surface p las mons,such as their dis persion,modes,and the coup ling effect,can be significantly changed .I n particular their interaction with light can be controlled and tailored,which offers the potential for devel op ing new types of photonic deviceses .This could lead t o m iniaturized phot onic circuits with length scales that are much s maller than those currently achieved .Plas monics has become one of the frontierfields of research .The p rinci p les,novel effects ,and physical mechanis m s of surface p las mon polaritons (SPPs )are at 2tracting wide interest due to bright p r os pects of potential app lications in sub wavelength op tics,data storage,light generation,m icr oscopy and bio -phot onics .The basic p rincip les of SPPs,their novel phenomena,and s ome po 2tential app lications are introduced in this review .Keywords surface p las mon subwavelength op tics,p las monics,p las monic chi p s and circuits3 国家重点基础研究发展计划(批准号:2006CB302901)资助项目2006-12-20收到初稿,2007-01-11收到修改稿 Email:guby@aphy .i phy .ac .cn1 引言对光与物质之间相互作用的理解和控制,一直是人们梦寐追逐的目标,也是科技领域中至关重要的课题.一个多世纪以来,人们已经揭开黑体辐射、原子线谱的神秘面纱,从而催生了量子力学这门学科.从此以后,一系列研究成果、新颖现象和效应层出不穷地涌现出来,影响着许多学科的发展,绝不仅限于激光的诞生.就拿司空见惯的光与金属之间的相互作用而言,对于一面平板金属,通常认为它只不过是可以做一面镜子而已.远古时代,就有了铜镜,传说中的“照妖镜”大概也是金属所为.其实不然,光子与金属之间的相互作用,会引发出许多迷人的现象.导体中表面等离子体激元(surface p las mon po 2larit ons,SPPs )的激发,使人们得以利用金属等导体材料来控制光的传播.SPPs 是光波与可迁移的表面电荷(例如金属中自由电子)之间相互作用产生的电磁模.这个电磁模有着大于同一频率下光子在真空中或周边介质中的波数.因此,通常情况下,这个电磁模不能被激发,从导体表面辐射出去.电磁场在垂直表面的两个方向上,均以指数式衰减.在一平坦金属/介电界面,SPPs沿着表面传播,由于金属中欧姆热效应,它们将逐渐耗尽能量,只能传播到有限的距离,大约是微米或纳米数量级.SPPs的研究已有长达100多年的历史了,由于受早期制作电子元件的工艺水平的限制,加工不了微米、纳米尺寸的元件和回路,所以SPPs显露不出它的特性,不为人们所关注.随着工艺技术的长足进步,现今制作特征尺寸为微米和纳米级的电子元件和回路,已不成问题了,人们才重新点燃起研究SPPs的热情.只有当结构尺寸可以与SPPs传播距离相比拟时,SPPs特性和效应才会显露出来.[1]2 SPPs产生来由和色散关系考虑一平坦的半无限金属表面,当一束可见光或红外光照射到这一表面上时,金属中可迁移的自由电子的电荷密度波将与入射电磁波产生耦合作用,导致电荷密度涨落,引发集体振荡,感生的SPPs 沿着金属表面传播.下面简单地讨论一下如何激发SPPs,激发条件又是什么?这主要取决于SPPs色散关系.既然SPPs是外来电磁场激发引起的金属中电荷密度涨落,产生集体振荡,辐射出电磁模,当然它要满足电磁场的基本方程———麦克斯韦方程组.众所周知,麦克斯韦方程容纳各种各样的解,像个聚宝盆.要根据人们的需求,加以挖掘出来.例如,麦克斯韦方程的解有平面波、柱面波、球面波、贝塞尔函数、高斯光束等等.现在让我们来开发SPPs电磁模.它的特征是被限制于金属表面传播,在垂直表面的两个方向上,电磁场急剧地衰减.那么,要问麦克斯韦方程是否存在这种解?解的具体形式又是什么样?为确定起见,我们假定金属/介电界面是躺在xy面上,其法向为z轴,入射光的磁场方向指向y轴(TE 波),金属表面位于z=0,金属填充半无限空间z<0区(介电常数为εm),而z>0区为真空或者介电材料所占有(介电常数ε1或ε1=εd),SPPs沿x方向传播,(如图1所示).根据SPPs的特性,设定电磁场的形式[1,2]如下:在z>0区,有H1=(0,H y,0)e i(k1x+k1z z),E1=(E1x,0,E1z)e i(k1x x+k1z z),(1)图1 金属/介电结构示意图且有klz=ε1k20-k1x2,而在z<0区,有H2=(0,H y,0)e i(k2x x-k2z z),E2=(E2x,0,E2z)e i(k2x x-k2z z),(2)且有k2z=ε2k20-k2x2,k0=ω/c.注意这里k1z与k2z 前面的符号取相反.将它们代入麦克斯韦方程,并且要求场的切向分量在界面z=0处连续,即H1(x,z= 0)=H2(x,z=0),由此可得k1x=k2x=k spp.电场由麦克斯韦方程 ×H=-i kεE确定,有1ε19H19z=1ε29H29z,z=0处.(3)因此,有k1zε1+k2zε2=0,同时,k2jz=εj k20-k2s pp,(j=1,2).由磁场切向分量连续性和上述方程可导出k spp=k0εmε1εm+ε1.(4)在光频区,金属的εm<0,│εm│µ1,有│εm+ε1│<│εm│,所以ks pp>k0.在真空中,k21z<0,k1z为虚数;在金属中,因为εm<0,所以有k22z=εm k20-k2s pp<0.由此可推断SPPs在垂直表面的两个方向上(z轴方向),无论是穿透进真空和金属,都是以指数衰减的,而沿着表面是传播波,这正是人们所企求得到的SPPs电磁模特性.εm与频率ω有关,故(4)式给出SPPs电磁模的频率与波矢k s pp之间的依赖关系,称为色散关系.它描述了SPPs重要内在禀性.由于ks pp>k0,SPPs的动量与入射光子的动量不匹配,所以在通常情况下,SPPs不能被激发.只有采用特殊的手段,例如,外加耦合作用,才能激发SPPs.另外,由于SPPs电磁场的法向分量不连续性,导致表面电荷密度的出现.在真空中(z>0),E1z(0+)=-(k sppk0ε1)He i k s pp x. 在金属中(z<0),E 2z (0-)=-(k spp k 0εm)H 0ei k s pp x.(5)因此,表面电荷密度为ρ(x )=14π[E 1z (0+)-E 2z (0-)]=14πk s pp k 0(1εm -1ε1)H 0e i k s ppx=14πε1-εm ε1εm (ε1+εm)H 0e i k s pp x.(6)由此可见,表面电荷密度波的确存在,并且沿着x 方向传播.SPPs 的传播导致电子密度重新分布.SPPs 的传播速度是(假定ε1=1)C spp =ωk spp=cε1+εm ε1εm =c 1ε1+1εm<c (因为εm <0),式中c 为真空中光速.因此,在通常情况下,SPPs 不能被外来的电磁波激发.在一个理想平坦的金属表面,当εm →-1,则C spp →0,因此SPPs 将停顿在金属表面,而且相应的表面电荷密度发散了,即1εm +1→∞.这对应于等离子体共振.SPPs 不仅限于在金属表面传播,也可以出现在人造晶体表面,例如,金属线网状结构(wire -mesh )晶体或特殊有机金属-金属多层系统中,因为这些材料的介观结构样品的有效介电常数的实部可以为负的.例如二维的超导线网络(wire net w orks )沉积到一介电质衬底上时,已观察到SPPs 的激发.对于双表面的金属薄膜,两个表面上,SPPs 都能够被激发,它们之间的耦合作用,产生二种SPPs 模式,分别对应于对称和反对称模式.对称模式下,两表面上的场同号;而反对称模式下,两表面上的场反号.仿照同样推导方法,可以得到SPPs 的两模式的色散关系式(假定ε1=1.0,εm =-n 2):k 1(2)s pp =k s pp [1±2n2n 4-1]e-dk s pp n,(7)这里设薄膜的厚度为d,k 1s pp 和k 2spp 分别对应于对称和反对称模.对称和反对称SPP 电磁模的速度均小于真空中光速c ,因而通常束缚于表面,不能被外来入射电磁波所激发,因为不满足动量守恒.一旦在薄膜表面上引进周期调制或褶皱结构,情况就会发生戏剧性变化,SPPs 可被激发,因为薄膜中电场被介观结构调制,当空间调制周期与SPPs 模之一的波长一致时,SPPs 将被入射光(电磁波)激发.对于对称SPP 模,薄膜中场呈现对称分布,在中心区,场最弱,吸收小,损耗低,SPPs 可传播得更远.反之,反对称模对应于反对称的场分布,表面两边的场反号,所以在薄膜中心区,场强很高,吸收大,损耗高.采用有限宽度的金属窄带制作纳米波导,就是要产生SPPs 的对称模,传送光信号到更远的距离[2].上面已推导出SPPs 电磁模的色散关系,再根据D rude 模型,金属的相对介电常数可表达成:εm (ω)=1-ω2pω2-i Γω,(8)这里ωp 是等离子体振荡频率,Γ是散射速率,描述电子运动遭遇散射而引起的损耗.对于银,ωp =1.2×1016rad /s (≡7.9e V ),Γ=1.45×1013s -1(≡0.06e V ).在计算k spp 时,假定只有介电常数中负的实部起作用,典型的色散曲线见图2.由图2可见,在低频区,表面电磁模靠近真空中光锥线,显露出以光属性为主导,此时可以看作是一个Polarit on .随着频率增加,表面电磁模逐渐远离光锥线,趋近一个表面等离子体共振频率ωp /2.图2 金属/介电结构中典型的SPPs 的色散曲线图3 SPPs 的特征尺度3 SPPs 的特征长度已知SPPs 电磁模的色散关系后,就可以讨论SPPs 的各种特征长度,它们是亚波长光子器件设计中的航标.有4个重要特征长度:SPPs 的传播长度δs pp ,SPPs 波长λs pp ,与SPPs 模相关的电磁场穿透进介电媒质和金属中的深度δd 和δm .这4个不同长度数量级大小如图3所示[3].3.1 SPPs 的波长λs pp从SPPs 波矢的实部k ′s pp =k 0εd ε′mεd +ε′m,可计算SPPs 的波长λspp =2π/k ′s pp ,有λspp =λ0εd +ε′mεd ε′m.(9)由此可见,λs pp 总是稍小于真空中光波长λ0.如果在金属表面上加工各种周期调制结构(B ragg 散射体)以实现对SPPs 的控制,那么,这个结构周期必须与λs pp 同一量级,至少几倍于λs pp .3.2 SPPs 的传播距离δs ppSPPs 的传播距离δs pp 主要决定于SPPs 波矢的虚部k ″spp ,k ″spp =k 0ε″m2(ε′m )2ε′m εdε′m +εd.(10)SPPs 的传播距离定义为当模的功率/强度降到初始值的1/e 时,SPPs 沿表面所通过的距离,δspp =12k ″spp =λ0(ε′m )22πε″m ε′m +εdε′m εd .(11)当金属的损耗很低时,则有│ε′m │µ│εd │,δs pp 可以近似地表示为δspp ≈λ0(ε′m )22πε″m,(12)所以要使δspp 增长,则要求金属的介电常数具有一个大的负实部ε′m 和小的虚部ε′m ,即低损耗的金属材料.δs pp 决定了SPP 元件和回路的最大尺寸上限.要加长δspp 的办法之一是,应用耦合SPPs 模.另外,要求SPPs 的传播距离δspp µλs pp ,这意味着在金属表面可以通过刻蚀周期光栅结构或各种褶皱结构(周期～λspp )来操控SPPs 的传播.此时SPPs 模容许与许多周期内精细结构发生作用,散射SPPs 模进入自由传播的光场中去.3.3 SPPs 场的穿透深度δd 和δm考虑由一平坦平面构成的金属/介质界面,利用表示色散关系的(4)式,可以容易地计算场穿透入介质中的深度δd 和场穿透入金属中的深度δm :δd =1k 0ε′m +εdε2d1/2,(14)δm =1k 0ε′m +εd(ε′m )21/2.(15)4 SPPs 的新现象4.1 透射增强现象光通过金属薄膜上单孔径或者大小为亚波长尺寸的洞阵列结构的金属板时,实验上已经观察到透射增强现象(见图4)[4—6].这里SPPs 扮演着至关重要的角色.目前对其增强的物理机制,尚存在相互矛盾的争议.公认的说法是,由于SPPs 的激发,导致增强的电磁场,将极大地增强光衍射.大多数的研究工作多半集中在可见光频段.但是,在微波波段、毫米波段以及THz (太赫兹)波段,也观察到此类效应.在二维情形,一个亚波长尺寸的圆洞被同心周期槽状圆圈环绕时,也观察到透射增强现象.图4 亚波长尺寸的单孔径的增强透射谱,其中T 为透射率,f 为孔径面积内入射光强.样品是在300nm 厚的镍薄膜上镀一层100nm 的银膜,孔径的尺寸d =440nm (a )周边被一系列正弦横截面的同心圆环所环绕(调制高度h 取各种不同的值);(b )周边被一系列方形阵列的凹槽所环绕(槽深度h =180nm )(左上方插图示出样品的聚焦离子束像;右上角的插图显示洞和褶皱的横截面.入射光(卤素钨灯)垂直投射到有褶皱的面上.实线为拟合结果[6])4.2 聚束效应在上述类似结构中,也观察到光聚束效应,也就是说,此结构所辐射的电磁波出现很强的角度限制[7,8].当入射光频率接近SPPs 模的共振频率时,光束的角发散度仅为±3°(见图5).图5 光聚束效应 (a )当光照明一个被光栅结构包围的亚波长圆孔时,在共振频率处,理论模拟计算的电场分布;(b )相应的实验测量结果(场被限制在一个窄空间区域)4.3 突破衍射极限的超高分辨率成像2000年,Pendry 引进一个“超透镜”(superlens )概念[9].超透镜是由左手手征材料或者负折射率/负磁导率材料制成的.通过激发SPPs 来增强隐失波(evanescent waves ).当光照射超透镜时,SPPs 被激发,获得增益,补偿隐失波的损耗,于是重构后的隐失波在透镜的另一边复原出一幅突破衍射极限的高分辨率像.利用银制作的光学超透镜,可得到60n m 分辨率的亚衍射极限的像,或得到分辨率达到照明光波长的六分之一的像[10].图6示出基于超透镜的SPPs 纳米光刻蚀术与传统的纳米光刻蚀术性能的比较.用于曝光的光波长为365n m.图6(a )是采用聚焦离子束系统在掩模(mask )上印“NANO ”4个数字;图6(b )是应用超透镜得到的结果,可看到在光敏层上所成的像几乎是完美无缺的.图6(c )示出采用传统的光刻蚀术所得到的衍射受限像.图6(d )给出两种光刻蚀方法所得到结果的数值比较[10].采用传统方法成像的分辨率大约320nm ,而采用SPPs 纳米光刻蚀术,像的分辨率提高了将近4倍.利用50nm 厚的平板式的金属银制作成的超透镜,在波长为365n m 的光照明下,对周期小到145nm 的光栅,依然清晰可辨.5 SPPs 若干重要应用5.1 等离子体光子芯片(p las monic chi p s ),光在金属线中的传播特性(light on wire)图6 基于超透镜的SPPs 纳米光刻蚀术与传统的纳米光刻蚀术性能的比较到底是什么东西限制了光子和电子回路集成一体呢?这一瓶颈是它们二者之间的相对尺寸差别太悬殊了,根本无法兼容.目前制作100nm 以下尺寸的电子电路已不成问题了,但是,光子回路尺寸都还在1000n m 量级,二者无法联姻.当光子元件的尺寸减小到与光波长可以比拟时,由于受传播的衍射极限的限制,光的传播将受阻,无法通行.近年来,引进光子晶体元件,也还是杯水车薪,只能够使问题得到某些缓解.即使这样,光子晶体的本身尺寸还是波长数量级,典型的结构周期为半波长量级[11].基于SPPs 的光子器件也许会带来突破这一瓶颈的新曙光和机遇,从而走出这一进退两难的困境.SPPs 的电磁场限制于金属/介电界面上,一群电子被集体激发,沿着表面作前后震荡式运动,SPPs 电磁场在垂直表面方向上,以指数形式衰减,穿透进金属多深,取决于趋肤深度,大约为10nm ,比入射光波长要小2个数量级.因此SPPs 这一特性提供了在亚波长尺度的金属结构中光场局域化和导波可能性,可应用于构筑亚波长尺度的光子元件和回路———等离子体光子芯片.SPPs波导用于引导电磁波传播.SPPs回路可塑成各种几何形态.应用浸在介质中有限宽度的金属薄膜窄带可制成SPPs波导.当入射光波长为1.55μm时,已报道SPPs的传播距离可达到13.6mm,而在窄带的垂直方向上局域场扩展到几个微米[12].要实现亚波长级的场局域化,可以通过减小窄线的宽度,例如要求线的横向尺寸远小于光波长.利用一方法,可制200n m宽,50n m厚的金纳米线.在800n m 光的局域激发下,应用亚波长分辨率光子扫描隧道显微镜观察到近场直接像,显示出光沿着纳米金属线传播可达几个微米[13].纳米线波导由于电阻引起的热损耗限制了传播距离.为了避免这个欧姆损耗,可采用金属纳米颗粒的共振结构,进行导波,由于体积的减小,从而降低欧姆损耗[14].5.2 SPPs耦合器(p las monic coup lers)等离子体光子芯片具有输出入端口,这些端口通过SPPs耦合器,可以避免将远场光直接耦合到SPPs芯片中纳米光电子器件上.一个优选的方案是将半球形状的金属纳米颗粒(用作为SPPs电容器)与基于纳米点的SPPs波导整合一起.当聚焦的SPPs馈送进耦合器中,传播距离可达4.0μm[15].纳米点也能够用于聚焦SPPs,形成高近场强度和亚波长宽度的光斑.图7(a)示出,沿着5μm半径的1/4圆周排列的19个200n m的通孔结构的扫描电子显微图[16].图7(b)示出相应的近场扫描光学显微像,可以看到,聚焦的SPPs沿着亚波长金属波导传播,传播距离大约2μm.5.3 SPPs调制器和开关元件(p las monic modulat orsand s witching ele ment)要实现SPPs调制器开关功能,则需要对SPPs 进行主动调控.利用开关Ga的结构相,可以对含几个微米长的Ga区段的金属/介电波导中传播的SPPs信号,实现有效调控.例如,通过改变温度或者借助于外部光的激发,进行开关操作.信号调制深度超过80%,预期的开关时间为皮秒量级[17].通过联合含分子发色团的聚合物薄膜与金属银薄膜,实现一个主动调控的SPPs器件,已见报道[18].它是由两层聚合物组成,一层含施主发色团(chr omop l ore)分子,而另一层含受主fluor op l ore分子,通过SPPs图7 (a)纳米点聚焦阵列耦合到200nm宽的银窄条波导的扫描电子显微像(SE M);(b)SPPs的强度分布的近场扫描光学显微像(NS OM),可以看到亚波长聚焦现象耦合器,将激发能量从施主分子有效地传递给受主分子,它们分别位于金属薄膜的上下表面.施主分子吸收入射光,通过偶极-偶极相互作用,将激发能量传递给受主分子,然后受主分子发射其特征荧光.将来更进一步的研究是朝着实现电光,全光,压电调制的亚波长SPPs波导.目前广泛关注是致力于实现全SPPs芯片的研究.当大量数据要求从一个芯片的一个界面传送到另一远端界面时,首先将电信号转换成SPPs信号,沿着SPPs波导传播,然后在终端处,再转换回电信号.然而不幸的是,目前的SPPs波导的性能尚不足以承载这一重任.因此,需要做更多的深入研究,一旦有一天,SPPs元件能够成功地扮演数据传输的高速公路的角色,那末,这将真正显露出表面等离子体光子学的一个“杀手锏”功能.5.4 SPPs新型光源(p las monic light s ources)SPPs引发的电磁场,不仅仅能够限制光波在亚波长尺寸结构中传播,而且能够产生和操控从光频到微波波段的电磁辐射.基于I nGa N的半导体发光二极管(light e m itting di odes,LE D s)业已成为各种固态发光装置的明星级候选者.但是,也面临着发光效率低的困境.利用SPPs将有助于解决这一核心问题.当I nGa N/Ga N量子阱被一纳米金属银或铝薄膜覆盖时,SPPs的激发将增大态密度和增强自发辐射,从而大大提高内量子效率.例如,已经在试验中观测到发光效率增强了32倍[19].这将催生出新型的超亮度和高速运作的LED s.目前流行应用于数字显示器中的有机LE D s 中,大约40%的功率被耦合到空气中去,白白流失掉,这是由于SPPs模的 灭造成的.采用周期性调制的微结构,能够挽回流失的功率.例如,一个顶部发射的有机LED s,发射是通过一银薄膜.如果将纳米结构图样的介电层,覆盖到这个元件的阴极上,那么,它将比一个类似的平板结构的发射效率增加二个数量级[20].介电层的作用是使金属两个表面上的SPPs发生强耦合,表面褶皱结构将大大增强SPP 模对光的散射.SPPs也能够用于改善激光器性能[21].例如,将一个金属纳米孔径加工到一个Ga A s 垂直腔表面发射激光器的顶部,可用作为亚波长光学近场探针,光的近场强度(增强了1.8倍)和信号电压(增大了2倍)都明显地增大.5.5 SPPs纳米光刻蚀术(p las monic nanolithogra2phy)在目前加工制作电子电路的工艺水平下,最小的特征尺寸大约为50nm.然而新型的光刻蚀术要求能够加工纳米尺度的集成回路.尽管光投影刻蚀术(op tical p r ojecti on lithgraphy)可以通过采用更短的波长光源来达到上述目的,然而这将引发出一系列相关的问题:例如,要求研发新的光源,新的光敏层材料,相关的光子学等等,都需解决.由于SPPs能够在接近金属表面产生一个很强的局域场,使问题有望得以解决.当SPPs共振频率落入一个光敏层的灵敏区时,金属表面增强的光场,能够局域地增加直接放在掩膜下面的光敏层的曝光.此技术不受衍射极限的限制,可以采用宽光束的可见光来照明标准的光敏层,制作出亚波长尺寸的结构.例如,利用波长为436n m的光源,此技术可以加工出～100n m 线[22].理论模拟计算表明,可以在一薄光敏层上制作出只有波长的14分之一大小的孤立银颗粒.横向光斑尺寸可达30—80n m,曝光深度为12—45nm[23].6 瞻望前景和面临的挑战表面等离子体光子学提供了难得的新机遇.基于此学科的发展而有望研发出SPPs芯片,用作超低损耗的光子互连元件.利用SPPs元件或回路,可实现超密的光子功能器件中导波,深亚波长尺度的纳米光刻蚀术,应用超透镜实现突破衍射极限的高分辨光学成像,研发出优良性能的新型光源等等.为了实现这些目标,需要在这个崭新的学科领域中,开展更广泛深入的研究.在未来的岁月里,将要面对着各种挑战.例如:(1)制作出传播损耗可以与传统的波导相比拟的光频段亚波长尺寸的金属线回路.(2)研发高效率的SPPs有机和无机材料的LED s,具有辐射可调性.(3)通过对SPPs施加电光、全光和压电调制,以及利用增益机制,实现自主控制.(4)制作二维SPPs光学原型元件,例如,纳米透镜、纳米光栅、纳米耦合器、纳米调制元件等,将光纤输出信号直接耦合到SPPs回路中去.(5)研发深亚波长的SPPs纳米光刻蚀术.(6)深入地探究SPPs中新效应的物理机制.在以往几年中,已经演示性试制出各种基于SPPs的新型亚波长尺寸的光子元件和回路.理论模拟设计和计算方面也都获得重要进展.尤其是核心技术———纳米光刻蚀术的研发,可望实现电子学和光子学元件,在纳米尺度下完美联姻,集成于同一芯片上.它将为新一代的光电技术开创崭新的平台,对其前景做任何遐想都不为过.参考文献[1]Raether H.Surface Plas mons.Berlin:Sp ringer.1988[2]Dykhne A M et al.Phys.Rev.B,2003,67:195402[3]BarnesW I.J.Op t. A.Pure App l.Op t.,2006,8:S87[4]Ebbesen T W et al.Nature,1998,391:667[5]Lezec H J et al.Science,2002,297:820[6]Thi o T et al.Op t Lett.,2001,26:1972[7]BarnesW L,Dereux A,Ebbesen TW.Nature,2003,424:824[8]Caglayan H,Bulu I,Ozbay E.Op t.Exp.,2005,13:1666[9]Pendry J B.Phys.Rev.Lett.,2000,85:3966[10]Fang N,Lee H,Sun C et al.Science,2005,308:534[11]Joannopoul os J D,Meade R D,W inn J N.Phot onic Crystals:Molding the Fl ow of L ight.Princet on:Princet on Univ.Press.1995[12]Berini P,Charbonneau R,Lahoud N et al .J.App l .Phys .,2005,98:043109[13]Krenn J R,W eeber J C .Phil os .Trans .R.Soc .London Ser .A,2004,362:739[14]Maier S A,Barclay P E,Johns on T J et al .App l .Phys .Lett .,2005,86:071103[15]Nomura W ,Ohtsu M ,Yatsui T .App l .Phys .Lett .,2005,86:181108[16]Yin L et al .Nano Lett .,2005,5:1399[17]Krasavin A V,Zayats A V,Zheludev N I .J.Op t .Pure .Ap 2p l .Op t .,2005,7:85[18]Andre w P,BarnesW L.Science,2004,306:1002[19]Oka mot o K et al .App l .Phys .Lett .,2005,87:071102[20]W edge S,W asey J A E,Sage I et al .App l .Phys .Lett .,2004,85:182[21]Hashizume J,Koya ma F .Op t .Exp.,2004,12:6391[22]Luo X G,Ishihara T .App l .Phys .Lett .,2004,84:4780[23]Kik P G,Maier S A,A t w ater H A.Phys .Rev .B ,2004,69:045418・物理新闻和动态・图1 girih 花砖伊斯兰花砖与彭罗斯点阵 充满在自然界内的许多准晶体结构与完全晶体结构的最大差别是前者不存在平移对称性.准晶体晶胞在二维空间内发生移动时是不能与其自身的结构相重合的,但在旋转时常可以发生重合.上世纪70年代英国数学家彭罗斯第一次提出了这个概念,称为彭罗斯点阵(Pen 2r ose tiles ).十年后,以色列Techni on 大学的D.Schecht m an 教授指出在合金中金属原子在空间中的排列呈现为这种准晶体结构.自此以后,在自然界共发现了数百种不同的准晶体结构.图2 Darb -I 阿訇圣地装饰墻 最近哈佛大学的Peter Lu 和普林斯顿大学的Paul Steinhard 教授在乌兹别克斯坦旅游时发现在伊斯兰建筑的外墻上所装饰的花砖具有10重旋转对称,这使他们回想起彭罗斯点阵.这种花砖称为“girih ”花砖。
第16讲_亚波长共振光栅
GMRF 作为部分反射滤波器 可以产生可调谐偏振输出
Magnusson and Wang, APL 61, 1022 (1992) Magnusson and Wang, AO 34, 8106 (1995) 23
tunable: 可调谐的
重组是一个偏振旋转的椭圆偏振波
输入 30
输出
eigenpolarization: 本征偏振态，circular birefringence: 圆双折射
15
2014/3/17
偏振旋转 (旋光性)
椭圆偏振 (圆二色性)
LCP 和RCP波的相位延迟不同
LCP 和RCP波的衰减量不同
31
LCP Total
应用 3: 增强的磁光效应
磁光媒质+ GMR 光栅
磁光材料块体 Kerr 效应 GMR 光栅
B
法拉第效应
偏振旋转!
29
?
magneto-optic effect: 磁光效应
设计一个GMR光栅 −由磁光材料制成（ Bi : YIG ） −正方形对称性 •右（RCP）和左旋圆偏振（LCP）波为本征偏振 •RCP和LCP波可以耦合到波导模式引起导模共振 • RCP和LCP波（圆双折射）的不同光与物质相互作用
与入射角有关
多模导模共振GMR 激发 (也可用作透射滤波器)
Rayleigh anomaly
Magnusson and Wang, AO 34, 8106 (1995) Feng et al., Opt. Express 17, 426 (2009) 20
10
2014/3/17
偏振相关性
亚波长光栅的原理及应用
亚波长光栅的原理及应用亚波长光栅是一种特殊的光学元件，其工作原理是基于亚波长结构的作用，能够在非常小的体积内实现高效率的光学功能。
在亚波长光栅中，光通过光栅发生衍射，产生干涉效应，从而实现对光的操控。
它的应用非常广泛，包括传感领域、信息处理、光学器件等。
亚波长光栅的原理主要基于两个重要概念：光的衍射和亚波长结构。
光的衍射是指光通过光栅时发生的现象，由于光波的特性，当它遇到物体时会发生弯曲和折射，从而形成光的衍射。
光经过光栅后，有部分光正好符合相长干涉的条件，使得光在某些方向上增强，形成明亮的光斑，而在其他方向上出现相消干涉，形成暗斑。
这样的光栅被称为衍射光栅。
亚波长结构是指光栅的周期小于光波长的情况。
当光栅的周期比光波长小得足够多时，可以出现一种称为“超衍射”的现象。
超衍射是指当光波通过亚波长结构时，会发生比传统衍射更强烈的光的折射和散射现象。
这种折射和散射可以使得光束在非常小的体积内实现高度分辨率的光学功能。
亚波长光栅的应用非常广泛：1. 传感应用：亚波长光栅可以用于制造传感器，例如温度传感器、化学传感器等。
由于亚波长光栅具有高分辨率的优势，可以用来检测微小变化，从而实现对各种环境变量的精确测量。
2. 信息处理：亚波长光栅可以用于制造光学芯片，可以实现光学信号的处理和传输。
这种光学芯片可以用于光纤通信、光学计算等领域，具有传输速度快、信息处理能力强等优势。
3. 光学器件：亚波长光栅可以用于制造各种光学器件，例如偏振器、分光镜等。
这些光学器件可以用于改变光的偏振状态、分离不同频率的光等，实现对光的精确操控。
4. 成像技术：亚波长光栅可以用于制造高分辨率的成像器件，例如衍射光栅、光学透镜等。
这些器件可以用于改善成像质量、增加成像分辨率，对于医学成像、高清摄影等应用具有重要意义。
总结来说，亚波长光栅是一种基于亚波长结构的光学元件，能够在非常小的体积内实现高效率的光学功能。
它的原理是基于光的衍射和亚波长结构的相互作用。
亚波长结构类型
亚波长结构类型
亚波长结构是指在光的波长范围内的结构尺寸小于波长的特殊结构类型。
在这种结构中，光的传播方式和性质与传统的宏观结构有很大不同。
以下是一些常见的亚波长结构类型：
1. 表面等离子体共振器（Surface Plasmon Resonators）：这些结构利用金属或半导体纳米结构的表面等离子体共振效应，将光与物质相互作用，实现光学调控和传感等应用。
2. 光子晶体（Photonic Crystals）：光子晶体是一种由周期性调制的介质组成的结构，可以通过调制折射率来实现对光的传播和控制。
光子晶体具有能带结构，可以实现光的禁带和光的导向等特性。
3. 纳米光子学结构（Nanophotonic Structures）：这些结构通常由纳米尺度的材料组成，可以在纳米尺度范围内实现对光的操控和调控。
例如，纳米线、纳米柱、纳米孔等结构可以实现光的局域化、增强和方向性放射等效应。
4. 超材料（Metamaterials）：超材料是由具有特定结构的亚波长尺寸单元组成的人工合成材料。
超材料具有非常特殊的光学性质，如负折射率、超透镜效应等，可以用于实现超分辨率成像、隐形斗篷等应用。
这些亚波长结构类型在光学、光子学和纳米技术等领域具有广泛的研究和应用价
值，可以用于改善光学器件的性能、实现新型光学功能和开发新型光学应用。
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亚波长光学元件
亚波长光学元件是最新技术发展带来的一项具有广阔应用前景
的重要技术。
它是一种制备光学元件的方法，可以将激光缩小到亚波长级别，这不仅具有应用前景，而且为一些新型光子应用提供了新的思路。
它的发展前景非常广泛，可以用于激光计量、激光操控等多种新型精密设备的制备，对全光子设备的发展也具有重要的意义。
亚波长光学元件的制备首先要使用适当的光学材料，使用特殊的工艺可以将激光信号缩小到亚波长级别。
亚波长光学元件的光谱特性是根据材料选择以及制备过程进行调节的，主要涉及到消光比、光学损耗和像散等参数。
特定的光学材料和工艺可以得到特定的光学元件，比如可以得到高分辨率的光学滤波器，能够有效抑制干扰光，并能够实现精确的激光测量。
此外，由于具有良好的可编程性，亚波长光学元件还可以用于激光操控等新型精密设备，它可以实现螺旋激光器的设计，以实现物体的激光操控，对于物理方面的实验也非常有用。
此外，亚波长光学元件可以用于制备一些新型的全光子设备，比如光子芯片、光纤激光器等，这些设备具有多种功能，有助于实现全光子网络等应用。
总之，亚波长光学元件具有激光计量、激光操控、光子芯片和光纤激光器等多种应用前景，可以实现精密计量、激光操控和全光子网络等新型的光子应用。
它的出现是激光和光学技术的重大突破，为发展更高级别的先进光学技术提供了可能。