引言

表面等离子体波是一种由光子和自由电子相互作用产生并且局限在金属和介质交界面处传播的表面电磁模式^[1-2]。由于表面等离子体波优良的场束缚和近场增强特性, 使其引起了众多在光集成电路、生物传感、光学波导以及纳米光刻等研究领域的学者的研究兴趣。各种表面等离子体器件也成为了当前的研究热点, 例如, 可调谐等离子激元调制器^[3]、表面等离子体波导^[4]、表面等子体波分复用器^[5]、等离子体激元透镜^[6]、表面等离子体数字逻辑器件^[7]以及表面等离子体分束器^[8]等。表面等离子体既有上述优点, 也有缺点, 例如, 传播损耗大并且激发方式常常受到限制。因此, 激发效率高、定向型传播的表面等离子体微结构成为了当前的研究热点。

Xu等^[9]在金属膜中制造亚波长狭缝, 通过设计每个狭缝的有效折射率, 调整狭缝出口处产生的等离子体激元的相对相位, 成功地激发出表面等离子体波。Kinzel等^[10]通过使用蝴蝶结型微结构来实现了条状表面等离子体波导模式的高效激发, 但是文中所提多层结构的制造工艺相当复杂。Yao等^[11]提出了一种通过向单个表面等离子纳米天线添加辅助谐振结构形成的非对称槽结构实现单向激发表面等离子体波的方法, 该方法可以通过操纵谐振槽内多模式的模态场来实现单向激发。Zhong等^[12]利用横截面为非对称槽的圆环高效地单向激发了表面等离子体波, 进而制作了结构简单的表面等离子体透镜。本文提出了一种利用非对称纳米天线和条状波导组成的微结构, 通过纳米天线的非对称性来实现条状表面等离子体波导模式的高效激发。本文所设计的微结构具有结构简单, 便于集成的优点, 对于纳米光子器件的集成设计具有重要的意义。

1 结构设计

本文设计的结构由非对称纳米天线和条状波导组成, 如图 1所示, 图 1(a)是图 1(b)中沿x方向的虚线处的截面示意图(x-z平面), 图 1(b)是结构的俯视图(x-y平面)。

在图 1中, 非对称纳米天线结构嵌入银层内部, 非对称纳米天线由聚焦离子束系统蚀刻掉。此外, 在非对称纳米天线的右侧, 部分银层被蚀刻, 留下的部分形成条状波导。随着条状波导的宽度增加, 将激发出更高阶波导模式, 并且这些高阶模比基模具有更高的损耗, 为了防止高损耗, 条状波导的宽度应该足够小, 因此本文仅将条状波导的宽度d₁设为80 nm。两个纳米天线的长度都为d₂, L₁和L₂分别是纳米天线1和纳米天线2的宽度, h₁和h₂表示纳米天线1和纳米天线2的高度。一般情况下, 由于相同频率下的表面等离子体的波矢量比平面光波矢量大, 所以无法直接使用平面光波激发出沿界面传播的表面等离子体波。本文通过具有沿x方向偏振的高斯光束经过空气照射在纳米天线上来激发表面等离子体波。

纳米天线1和纳米天线2的大小被设计为仅具有两个有效模式的尺寸。其中:在基本模式中, H_y(H_y是沿y轴的磁场)相对于纳米天线中间轴有均匀对称性, 称为对称模式; 在第二模式中, H_y相对于纳米天线中间轴有奇对称性, 称为非对称模式。如果纳米天线2不存在, 由于高斯光束的激励对称性, 仅能激发出纳米天线的对称模式, 借助纳米天线2可以有效地激发出非对称模式。纳米天线1中的对称模式和纳米天线2中的非对称模式会引起银层表面向左右传播的表面等离子体波的相互干涉^[12], 可以将光波传播能量聚集到波导方向, 实现高效率激发条状表面等离子体波导模式。

2 数值模拟和理论分析

为了更好地了解非对称纳米天线激发条状表面等离子体波导模式的情况, 本文通过数值模拟软件COMSOL进行数值模拟仿真。

在频域中, 3D模拟计算区域为6 μm×6 μm×6 μm, 包含厚度为1 μm的完全匹配层(PMLs)。PMLs确保光完全被吸收, 阻止PMLs边界处的反射光和散射光进入模拟区域。纳米天线区域和条状波导区域的网格尺寸分别被最小化到24 nm和5 nm。银层具有3.15 μm的厚度, 银的介电常数参考Johnson和Christy的实验数据^[13], 介电常数的实部和虚部为-18.359+0.479i。

本文首先研究对称纳米天线和条状波导组成的结构激发条状表面等离子体波导模式的情况。如图 2(a)所示, 具有沿x方向偏振的高斯光束经空气照射在纳米天线上, 纳米天线高h=150 nm, 纳米天线的宽度固定为L=310 nm, 如图 2(b)所示, 纳米天线的长度d₂=1 μm时, 条状波导的宽度d₁=80 nm。模拟后的银层与空气界面间的电场分布E_z如图 3(a)所示。在距离纳米天线右侧1 μm, 垂直于x-y平面上有一个1 μm×1 μm的积分面(见图 3(a)), 积分面的中心在y-z面上与条状波导的中心重合, 通过积分面接收到的条状表面等离子体波导模式的功率与入射高斯光束功率之比来计算激发效率。

对于非对称纳米天线来说, 纳米天线1的宽度L₁=310 nm, 高度h₁=110 nm, 纳米天线2的宽度L₂=155 nm, 高度h₂=40 nm, 两个纳米天线的长d₂=1 μm, 条状波导的宽度d₁=80 nm, 模拟结果如图 3(b)所示。从图 3可以看出, 非对称纳米天线能够更加高效地激发出条状表面等离子体波导模式。因为在对称纳米天线的结构中, 仅存在对称模式, 而在非对称纳米天线中存在对称模式和非对称模式。当纳米天线中激发出的表面等离子波仅具有对称模式时, 在银和空气界面上, 向左传播的表面等离子体模和向右传播的表面等离子体模具有相同的相位; 当纳米天线内具有非对称模式时, 向左传播和向右传播的表面等离子体模具有相反的相位。于是在对称模式和非对称模式同时被激发时, 向左传播的表面等离子体模干涉相消, 而向右传播的表面等离子体模干涉相长^[12], 因此使向右传播的表面等离子体波能量增加, 实现了高效率激发条状表面等离子体波导模式。

为了进一步了解非对称纳米天线对条状表面等离子体波导模式的激发效率, 可以改变两个纳米天线的总高度以及纳米天线2的高度h₂。固定两个纳米天线的总高度为150 nm, 优化纳米天线2的高度h₂, 得到不同的h₂对应的条状表面等离子体波导模式的激发效率, 如图 4所示。从图中可以看出, 随着h₂的增加, 激发效率先增大后减小, 在h₂=40 nm, h₁=110 nm时, 向左传播的表面等离子波的能量衰减, 向右传播的表面等离子波的能量将达到峰值。此时, 激发效率也达到最高11.05%, 所对应的结构在银层与空气界面(x-y平面上)的电场分布E_z如图 3(b)所示, 而对称纳米天线的激发效率为8.02%。由此可见, 非对称纳米天线的激发效率相对于对称纳米天线的激发效率高出37.78%。

图 5表示的是当h₁+h₂的范围从300 nm到1 350 nm时, 不同大小的h₂所对应的条状表面等离子体波导模式的激发效率, 在图 5中用a和b标记出较大的激发效率。其中, 当h₁+h₂=1 050 nm, h₂=870 nm时, 激发效率可以达到13.35%, 对应的银层与空气界面的电场分布E_z如图 6(a)所示, 以及当h₁+h₂=600 nm, h₂=460 nm时, 激发效率可以达到12.92%, 对应的银层与空气界面的电场分布E_z如图 6(b)所示。

3 结论

提出了一种由非对称纳米天线和条状波导组成的微结构, 该结构可以高效地将入射远场光转化为条状表面等离子体波导模式, 并且激发效率可以达到13.35%。与传统的激发条状表面等离子体波导模式的结构相比, 所设计的结构简单, 便于集成, 易于加工, 对于集成光学领域有重要的参考价值。此外, 文中只考虑了纳米天线的高度所引起的激发效率的改变, 对于改变纳米天线的长宽所引起的激发效率的改变还有待进一步研究。