非对称纳米沟槽结构双色表面等离激元分束器及分束方法

摘要

本发明公开了一种非对称纳米沟槽结构双色表面等离激元分束器及分束方法。本发明的双色表面等离激元分束器包括：金属薄膜；在金属薄膜的表面设置有主纳米沟槽；在主纳米沟槽的底部一侧设置有附加纳米沟槽，形成非对称纳米沟槽结构；通过操控结构中主纳米沟槽和附加纳米沟槽的深度调控所激发SPPs的相对振幅和相位差，在第一个工作波长下实现了SPPs向一个方向上的单向激发，进一步通过利用三阶波导模式所激发的SPPs贡献，在更短的第二个工作波长下实现了SPPs向相反方向上的单向激发。本发明同时还具有高SPPs激发效率和高消光比等高性能，以及几百纳米的超小尺寸，有利于高度集成，因此在超高集成度SPPs光子回路中将获得广泛应用。

说明书

技术领域

本发明涉及纳米光子学领域，尤其涉及一种基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激 元分束器及其分束方法。

背景技术

表面等离激元(Surface Plasmon Polaritons)SPPs是目前纳米光子学研究中的热点。表面 等离激元是一种存在于金属与介质界面处的光波与金属内自由电子耦合的集体振荡，它是一 种特殊的界面束缚模式的电磁场，其存在可以通过求解在金属与介质界面的边界条件下的麦 克斯韦方程组而得到。SPPs最大的特点是可以把光场局域在金属与介质界面处亚波长的尺寸 内，突破传统光学的衍射极限，同时还拥有局域场增强效应，近年来SPPs得到了研究者的广 泛关注。

由于SPPs可以突破衍射极限并在亚波长尺度操纵光场，SPPs有望实现超紧凑的集成全光 回路，被认为是下一代信息处理技术的有力竞争者。为实现这样的应用，对SPPs实现高效及 方向可控的激发是非常基本且关键的。目前，人们已提出了多种SPPs的单向激发器，即让激 发出的SPPs向某一特定方向传播，这样既可以提高该方向上SPPs的激发效率，又可以降低相 反方向上的杂散SPPs信号。但是这类表面等离激元单向激发器只能在某一个方向上实现SPPs 的消光。更进一步的，人们又提出了双色表面等离激元分束器，即能够使两个不同波长的SPPs 分别向两个相反方向进行单向激发。与表面等离激元单向激发器相比，双色表面等离激元分 束器能够实现更多的功能，也有更广阔的应用，但是结构也更加复杂，难于制备，因此，这 方面的工作目前还比较少。通过在纳米单缝两侧加两个周期不同的光栅，可以引导与周期相 对应波长的SPPs向该方向传播。但这些额外的光栅结构极大的增加了SPPs分束器的尺寸，不 利于高度集成。再者，在非对称的纳米单缝上覆盖一层有限厚度的介质膜也能实现SPPs的分 束，但是由于增加了介质膜，缩短了SPPs的传输距离，同时降低了器件设计和加工上的灵活 性。另外，由于受到纳米单缝较低的透射率的限制，这类基于纳米单缝结构的双色表面等离 激元分束器激发SPPs的效率都比较低，大大限制了其实际应用。最近，有人提出利用尺寸不 同的纳米沟槽对SPPs的不同反射特性，即制备一对平行的宽度不同的纳米沟槽来实现亚微米 的分束器，但分束比过低，在分束波长650nm和750nm分别只获得了3:1和1:2的分束比。

发明内容

针对以上现有技术存在的问题，本发明提出了一种基于非对称纳米沟槽结构的双色表面 等离激元分束器及其分束方法。

本发明的一个目的在于提供一种基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激元分束器。

本发明的基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激元分束器包括：金属薄膜；在金属 薄膜的表面设置有主纳米沟槽；在主纳米沟槽的底部一侧设置有附加纳米沟槽，附加纳米沟 槽的宽度小于主纳米沟槽的宽度，形成非对称纳米沟槽结构；以电场方向垂直于纳米沟槽的 线偏振紧聚焦高斯光作为入射光，从正面正入射到非对称纳米沟槽结构；在第一个工作波长 下，在金属表面激发的表面等离激元SPPs有三种不同的来源：正入射的紧聚焦高斯光在主纳 米沟槽的槽口直接激发的SPPs、主纳米沟槽中的一阶波导模式在主纳米沟槽的槽口激发的 SPPs和主纳米沟槽中的二阶波导模式在主纳米沟槽的槽口激发的SPPs；通过同时调整主纳米 沟槽的深度以及附加纳米沟槽的深度，使得正入射的紧聚焦高斯光和主纳米沟槽中的一阶波 导模式在一侧所激发的SPPs的总和与二阶波导模式在同侧激发的SPPs的振幅相等、相位相 反，二者互相抵消，形成完美消光；与此同时，正入射的紧聚焦高斯光和主纳米沟槽中的一 阶波导模式在另一侧所激发的SPPs的总和与二阶波导模式在另一侧激发的SPPs刚好振幅相 等、相位相同，二者相干相长，从而获得第一个工作波长下的SPPs的单向激发；在第二个工 作波长下，主纳米沟槽中出现三阶波导模式，三阶波导模式在主纳米沟槽的槽口所激发的额 外SPPs使金属表面的总的SPPs发射方向发生反转，从而实现第二个工作波长下的向另外一 个方向上的SPPs的单向激发。

本发明的另一个目的在于提供一种基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激元分束方 法。

本发明的基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激元分束方法，包括以下步骤：

1)以电场方向垂直于纳米沟槽的线偏振紧聚焦高斯光作为入射光，在第一个工作波长下， 从正面正入射到主纳米沟槽，激发主纳米沟槽中的对称模式的一阶波导模式；

2)主纳米沟槽中的一阶波导模式向下传播到主纳米沟槽的底部后，激发附加纳米沟槽中 的一阶波导模式；

3)附加纳米沟槽中的一阶波导模式进一步传播到附加纳米沟槽的底部并被底部的金属 反射；

4)反射之后附加纳米沟槽中的一阶波导模式向上传播到主纳米沟槽的底部，激发主纳米 沟槽中的反对称模式的二阶波导模式；

5)主纳米沟槽中的二阶波导模式进一步向上传播到主纳米沟槽的槽口，并在主纳米沟槽 的槽口激发金属表面的表面等离激元SPPs，在金属表面所激发的表面等离激元SPPs有 三种不同的来源：正入射的紧聚焦高斯光在主纳米沟槽的槽口直接激发的SPPs、主纳米 沟槽中的一阶波导模式在主纳米沟槽的槽口激发的SPPs和主纳米沟槽中的二阶波导模 式在主纳米沟槽的槽口激发的SPPs；

6)同时调整主纳米沟槽的深度h₁和附加纳米沟槽的深度h₂，使得正入射的紧聚焦高斯 光和主纳米沟槽中的一阶波导模式在一侧所激发的SPPs的总和与二阶波导模式在同侧 激发的SPPs的振幅相等、相位相反，二者互相抵消，形成完美消光；与此同时，正入射 的紧聚焦高斯光和主纳米沟槽中的一阶波导模式在另一侧所激发的SPPs的总和与二阶 波导模式在另一侧激发的SPPs刚好振幅相等、相位相同，二者相干相长，SPPs的单向 激发的相位和振幅条件同时得到满足，从而获得SPPs的单向激发；

7)选择第二个工作波长小于第一个工作波长，并且在第二个工作波长下，主纳米沟槽中 出现三阶波导模式，三阶波导模式在主纳米沟槽的槽口所激发的额外SPPs使金属表面的 总的SPPs发射方向发生反转，从而实现第二个工作波长下的向另一个方向上的SPPs的 单向激发。

其中，在步骤6)中，通过调整主纳米沟槽的深度h₁改变主纳米沟槽中一阶波导模式和 二阶波导模式之间的相位差，从而控制这两种模式在金属表面所激发的SPPs之间的相位差； 通过改变h₂改变附加纳米沟槽中一阶波导模式所激发的主纳米沟槽中二阶波导模式的强度， 控制主纳米沟槽中一阶波导模式和二阶波导模式的相对强度，从而控制这两种模式在金属表 面所激发的SPPs之间的相对振幅。

金属薄膜的厚度≥400nm；材料采用金或银等贵金属。

双色表面等离激元分束器实际上可以看作是由同一结构实现的两个表面等离激元的单向 激发器，这两个表面等离激元单向激发器分别工作在两个不同波长，并且在这两个不同工作 波长下单向激发SPPs的方向正好相反，于是就构成了一个双色表面等离激元分束器。因此， 首先考虑在第一个工作波长下实现SPPs的单向激发。在正入射的紧聚焦高斯光激发下，金属 薄膜表面的合适尺寸的纳米沟槽可以作为有效的表面等离激元激发器，以很高的效率向左右 两个相反方向激发两束强度相同的SPPs。但是，由于正入射激发时激发光的空间对称性，纳 米沟槽中只有对称模式的一阶波导模式可以被激发。该波导模式被纳米沟槽底部的金属以接 近于1的反射率反射之后，进一步传播到沟槽口并在沟槽的槽口激发金属表面的SPPs，由该 对称模式的一阶波导模式所激发的SPPs向左右两个方向的强度相等，因此无法获得单向激发。

设置在金属薄膜表面的主纳米沟槽及主纳米沟槽的底部一侧的附加纳米沟槽，形成非对 称沟槽结构，这种结构可以实现SPPs的单向激发。以在主纳米沟槽底部右侧设置附加纳米沟 槽为例，当以电场方向垂直于纳米沟槽的线偏振紧聚焦高斯光作为入射光从正面正入射到主 纳米沟槽的槽口时，主纳米沟槽中的对称模式的一阶波导模式首先被激发。该波导模式向下 传播到主纳米沟槽的底部之后，可以激发附加纳米沟槽中的一阶波导模式，附加纳米沟槽中 的一阶波导模式进一步传播到附加纳米沟槽的底部并被底部的金属以接近于1的反射率反射， 反射之后附加纳米沟槽中的一阶波导模式向上传播到主纳米沟槽底部。由于附加纳米沟槽中 的一阶波导模式与主纳米沟槽中的二阶波导模式的场分布存在交叠，因此可以激发主纳米沟 槽中的二阶波导模式，主纳米沟槽中的二阶波导模式进一步向上传播到主纳米沟槽的槽口并 激发金属表面的SPPs。金属表面的SPPs主要有三种不同的来源，分别是正入射的紧聚焦高 斯光在主纳米沟槽的槽口直接激发的SPPs、主纳米沟槽中的一阶波导模式在主纳米沟槽的槽 口激发的SPPs和主纳米沟槽中的二阶波导模式在主纳米沟槽的槽口激发的SPPs。其中，正 入射的紧聚焦高斯光和主纳米沟槽中的一阶波导模式由于是对称模式，这两种模式所激发的 SPPs对于左右两个方向来说振幅相等、相位相同；而主纳米沟槽中的二阶波导模式由于是反 对称模式，该模式在金属表面激发的SPPs对于两个方向来说振幅相等、相位相反。因此，在 合适的参数下，正入射的紧聚焦高斯光和主纳米沟槽中的一阶波导模式在某一侧所激发的 SPPs的总和与二阶波导模式在同侧激发的SPPs刚好振幅相等、相位相反，二者互相抵消， 形成完美消光；与此同时，正入射的紧聚焦高斯光和主纳米沟槽中的一阶波导模式在另一侧 所激发的SPPs的总和与二阶波导模式在另一侧激发的SPPs刚好振幅相等、相位相同，二者 相干相长，形成高效的SPPs的单向激发。

具体的合适条件可以通过调整主纳米沟槽的深度h₁和附加纳米沟槽的深度h₂来获得。由 于主纳米沟槽中一阶波导模式和二阶波导模式具有不同的传播常数，改变主纳米沟槽的深度 h₁改变主纳米沟槽中一阶波导模式和二阶波导模式之间的相位差，从而控制这两种模式在金 属表面所激发的SPPs之间的相位差。由于附加纳米沟槽的深度h₂可以控制附加纳米沟槽中 一阶波导模式的共振强度，通过改变h₂就可以改变该模式所激发的主纳米沟槽中二阶波导模 式的强度，控制主纳米沟槽中一阶波导模式和二阶波导模式的相对强度，从而控制这两种模 式在金属表面所激发的SPPs之间的相对振幅。同时调整主纳米沟槽的深度h₁和附加纳米沟 槽的深度h₂就可以使SPPs的单向激发的相位和振幅条件同时得到满足，从而获得高效的SPPs 的单向激发。

进一步考虑如何实现第二个工作波长下SPPs发射方向的反转，为此，可以使第二个工作 波长下主纳米沟槽中出现三阶波导模式，利用三阶波导模式在主纳米沟槽的槽口所激发的额 外SPPs成分使金属表面的总的SPPs发射方向发生反转。同时，还要求三阶波导模式在第一 个工作波长下几乎不起作用，不影响该波长下SPPs的发射方向。这一点可以通过将第二个工 作波长选择在比第一个工作波长更短的波长，并且选择合适的主纳米沟槽宽度来实现。对于 一定的主纳米沟槽宽度，三阶波导模式在入射光波长大于一定的三阶波导模式的截止波长之 后会出现截止行为，即表现为非传播的模式。如果把第一个工作波长设置在大于三阶波导模 式的截止波长处，则三阶波导模式的传播损耗非常巨大，无法在金属表面激发出SPPs，此时， 金属表面的SPPs主要由正入射的紧聚焦高斯光以及主纳米沟槽中的一阶和二阶波导模式贡 献，可以向某个方向单向激发。而当入射光波长切换到小于等于截止波长的第二个工作波长 时，三阶波导模式在该波长下不发生截止，表现为传播模式，此时该模式可以激发出足够的 SPPs。当第二个工作波长选择合适时，三阶波导模式在第一个工作波长下的单向发射方向上 所激发的SPPs与该方向上的正入射的紧聚焦高斯光以及一阶和二阶波导模式所激发的SPPs 之和处于相干相消状态，同时三阶波导模式在第一个工作波长下的消光方向上所激发的SPPs 与该方向上的正入射的紧聚焦高斯光以及一阶和二阶波导模式所激发的SPPs之和处于相干 相长状态，从而使金属表面的SPPs发射方向出现反转，实现向另一个方向上的SPPs的单向 激发。主纳米沟槽中的三阶波导模式的截止波长与主纳米沟槽宽度有关；三阶波导模式的截 止波长决定第二个工作波长，因此第二个工作波长与主纳米沟槽的宽度密切相关，主纳米沟 槽的宽度越大，该波长也就越长，从而通过改变主纳米沟槽的宽度，就可以调节第二个工作 波长。

由于非对称纳米沟槽结构在正入射的紧聚焦高斯光的直接照射下激发SPPs，属于反射型 激发，相比于透射型激发SPPs的纳米狭缝结构，可以给出更高的SPPs激发效率。对于腰宽 480nm的正入射的紧聚焦高斯光，超过20％的入射光能量可以被非对称纳米沟槽结构在第一 个工作波长下转变为向一个方向上单向激发的SPPs能量，超过25％的入射光能量可以在第二 个工作波长下转变为向相反方向上单向激发的SPPs能量，考虑到非对称纳米沟槽结构的横向 尺寸只有几百纳米，这一绝对能量转化效率已经相当出色。

本发明的优点：

本发明采用在金属薄膜的表面设置非对称纳米沟槽结构，通过操控结构中主纳米沟槽和 附加纳米沟槽的深度调控所激发SPPs的相对振幅和相位差，在第一个工作波长下实现了SPPs 向一个方向上的单向激发，进一步通过利用三阶波导模式所激发的SPPs贡献，在更短的第二 个工作波长下实现了SPPs向相反方向上的单向激发，从而实现了双色表面等离激元分束器。 本发明的双色表面等离激元分束器同时还具有高SPPs激发效率和高消光比等高性能，以及几 百纳米的超小尺寸，有利于高度集成，因此在超高集成度SPPs光子回路中将获得广泛应用。

附图说明

图1为本发明的基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激元分束器激发一阶和二阶波导模 式的示意图，其中，(a)为模式的示意图，(b)为传播的示意图；

图2为本发明的非对称纳米沟槽结构向左右两边激发的SPPs强度和消光比随主纳米沟槽和附 加纳米沟槽的深度h₁和h₂的变化图，其中，(a)为向左激发的SPPs强度随h₁和h₂的变化图， (b)为向右激发的SPPs强度随h₁和h₂的变化图，(c)为对应的消光比随h₁和h₂的变化图；

图3为本发明的非对称纳米沟槽结构在主纳米沟槽和附加纳米沟槽的深度h₁和h₂分别为79 nm和52nm时所散射的磁场强度的分布图；

图4为本发明的非对称纳米沟槽结构在第一个工作波长下在金属表面所激发的SPPs的三种主 要不同来源的原理图，其中，(a)为三种主要SPPs来源的示意图，(b)为不同来源的SPPs 的振幅和相位的矢量图；

图5本发明的基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激元分束器，(a)在主纳米沟槽宽度 w₁为550nm、纳米沟槽深度h₁和h₂分别为79nm和52nm时向左和向右激发的SPPs的强 度随入射光波长变化的曲线图，(b)在主纳米沟槽宽度w₁分别为650、600、550和500nm 时消光比随波长变化的曲线图，(c)入射波长为626nm时不同SPPs来源的振幅和相位的矢 量图；

图6(a)为本发明的基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激元分束器在一个实验中的结 构的扫描电镜图，(b)为实验中在不同入射波长下测得的向左和向右激发的SPPs的消光比。

具体实施方式

下面结合附图，通过实施例对本发明做进一步说明。

如图1所示，本实施例的基于非对称纳米沟槽结构的双色表面等离激元分束器包括：金 属薄膜；在金属薄膜的表面设置有宽的主纳米沟槽；在主纳米沟槽的底部右侧设置有窄的附 加纳米沟槽，形成非对称纳米沟槽结构。主纳米沟槽和附加纳米沟槽的宽度分别为w₁和w₂， 深度分别为h₁和h₂。λ₁为第一个工作波长，w₁在0.4λ₁～0.9λ₁之间，以保证在第一个工作波长 下主纳米沟槽中只有一阶波导模式1st和二阶波导模式2nd是传播模式；w₂在0.05λ₁～0.3λ₁之 间，以保证在第一个工作波长下附加纳米沟槽中只有一阶波导模式1’st是传播模式。

金属薄膜采用金薄膜。采用有限元软件COMSOL Multiphysics进行数值模拟，模拟中的 金的介电常数随波长的变化关系引自文献，并且用插值法展开。首先计算第一个工作波长 λ₁＝800nm下的SPPs激发性质。作为一个典型的例子，将主纳米沟槽的宽度w₁固定在550nm (～0.7λ₁)，将附加纳米沟槽的宽度w₂固定在200nm(～0.25λ₁)。图2(a)和图2(b)分别 显示了有限元法计算模拟的非对称纳米沟槽结构向左和向右激发的SPPs强度随主纳米沟槽 和附加纳米沟槽的深度h₁和h₂的变化，这里，向某个方向激发的SPPs强度定义为向该方向 传播的SPPs能流除以入射到非对称纳米沟槽的槽口的能流。可以看到，每个向左激发的SPPs 强度的峰大致对应向右激发的SPPs强度的谷，反过来，每个向右激发的SPPs强度的峰也大 致对应向左激发的SPPs强度的谷，这说明在合适的沟槽深度h₁和h₂之下，向左和向右的SPPs 的单向激发都可以实现。图2(c)中显示了对应的消光比，定义为向右激发的SPPs强度除 以向左激发的SPPs强度。可以看到，在合适的沟槽深度h₁和h₂之下，消光比可以高达10⁴， 说明实现了向右的高度SPPs的单向激发。作为一个典型的例子，图3显示了在主纳米沟槽和 附加纳米沟槽的深度h₁和h₂分别为79nm和52nm时，非对称纳米沟槽结构所散射的磁场 强度分布图，其中|H_z|表示非对称纳米沟槽结构所散射的磁场强度，可以直观的看到向左的 SPPs强度接近于零，也就是说实现了接近于理想的向右的SPPs的单向激发，进一步的模拟 结果表明，对于腰宽480nm的正入射的紧聚焦高斯光，有21％的入射光能量被散射为向右激 发的SPPs能量。

为了进一步澄清上述SPPs的单向激发的物理机制，图4(a)显示了在第一个工作波长 金属表面的非对称纳米沟槽结构所激发的总SPPs包括三种来源：分别是正入射的紧聚焦高斯 光在主纳米沟槽的槽口直接激发的SPPs、主纳米沟槽中的一阶波导模式在主纳米沟槽的槽口 激发的SPPs和主纳米沟槽中的二阶波导模式在主纳米沟槽的槽口激发的SPPs。其中，正入 射的紧聚焦高斯光和主纳米沟槽中的一阶波导模式由于是对称模式，这两种模式所激发的 SPPs对于左右两个方向来说振幅相等、相位相同，在图4(a)中在左右两侧用圆圈中的叉号 表示，说明左右两边的磁场方向都是垂直于纸面并指向里；而主纳米沟槽中的二阶波导模式 由于是反对称模式，该模式在金属表面激发的SPPs对于左右两个方向来说振幅相等、相位相 反，在图4(a)中在左右两侧分别用圆圈中的圆点号和圆圈中的叉号表示，说明左边的磁场 方向是垂直于纸面并指向外，而右边的磁场方向是垂直于纸面并指向里。图4(b)用矢量图 的形式直观显示了对应于图3中的参数情况下计算所得到的不同SPPs来源的振幅和相位，其 中矢量的长短反应不同SPPs来源的振幅，而矢量的方向对应于不同SPPs来源的相位。其中 点线箭头和实线箭头分别对应于正入射的紧聚焦高斯光和主纳米沟槽中的一阶波导模式所激 发的SPPs，可以看到，对于左右两个方向来说，两个点线箭头指向相同的方向，而两个实线 箭头也指向相同的方向，说明这两种情况下所激发的SPPs对于左右两个方向来说相位相同。 虚线箭头对应于主纳米沟槽中的二阶波导模式所激发的SPPs，可以看到，对于左右两个方向 来说，两个虚线箭头指向相反的方向，说明主纳米沟槽中的二阶波导模式所激发的SPPs对于 左右两个方向来说相位相反。对于向左方向，虚线箭头与点线箭头和实线箭头之和刚好互相 抵消，三种SPPs来源的矢量和接近于零，因此导致了向左激发的SPPs消光；与此同时，对 于向右方向，虚线箭头与点线箭头和实线箭头之和刚好相干相长，因此导致了向右的高效 SPPs的单向激发。这一结果清楚反映了不同模式之间的干涉，特别是反对称模式的二阶波导 模式的有效激发对于实现SPPs的单向激发的核心作用。

进一步考虑其他波长下SPPs发射方向的反转。图5(a)给出了计算模拟得到的在主纳 米沟槽宽度w₁为550nm、纳米沟槽深度h₁和h₂分别为79nm和52nm时，非对称纳米沟槽 结构向左和向右激发的SPPs的强度随入射光波长的变化，可以看到，在第一个工作波长 λ₁＝800nm附近，向右激发的SPPs的强度远大于向左激发的SPPs的强度，也就是说，这个 波长下，SPPs向右单向激发；而在短波端，向左激发的SPPs的强度迅速超过向右激发的SPPs 的强度，说明实现了SPPs发射方向的反转。图5(b)中的第三幅图给出了相应的消光比随 波长的变化，可以看到，在波长609nm处，消光比最小达到0.1，这说明向右激发的SPPs 的强度只有向左激发的SPPs的强度的十分之一，也就是说实现了向左的SPPs的单向激发。 因此，可以将609nm选择为第二个工作波长，该波长下SPPs的单向激发方向与800nm附近 SPPs的单向激发方向正好相反，也就是说实现了双色表面等离激元的分束器。近一步的模拟 结果表明，对于正入射的紧聚焦高斯光，最多有超过25％的入射光能量在波长609nm可以被 散射为向左激发的SPPs能量。

为了进一步说明上述SPPs发射方向的反转行为的普遍性，图5(b)中从上到下的四个 图中分别给出了不同主纳米沟槽宽度下计算得到的消光比随波长的变化曲线，图中的第一个 工作波长都选择在800nm，通过调节主纳米沟槽和附加纳米沟槽的深度h₁和h₂，使第一个工 作波长处的消光比达到极大，可以看到，消光比都达到了10³以上，也就是在该波长下实现 了向右的SPPs的单向激发。而在短波段，消光比最小都达到了0.1左右，也就是此时发生了 SPPs发射方向的反转，SPPs变为向左单向激发，相应的最小消光比所在波长可以选为双色表 面等离激元分束器的第二个工作波长。第二个工作波长与主纳米沟槽的宽度密切相关，主纳 米沟槽的宽度越大，该波长也就越长，因此通过改变主纳米沟槽的宽度，就可以调节第二个 工作波长。物理上，这一行为的原因与三阶波导模式的截止密切相关。如前所述，上述双色 表面等离激元分束器在第二个工作波长下的反转行为由三阶波导模式由高度截止向不截止的 转变所导致，而三阶波导模式的截止波长随主纳米沟槽宽度的增加而增加，因此，增加主纳 米沟槽的宽度就可以使发射方向反转的第二个工作波长增加。为了更直观的显示第二个工作 波长附近三阶波导模式所激发的SPPs贡献，图5(c)以矢量图的形式直观显示了入射波长 为626nm时不同SPPs来源的振幅和相位，与几何参数相同但入射波长为800nm时图4(b) 中的矢量图相比，图5(c)中增加了粗箭头用来表示三阶波导模式所激发的SPPs贡献，图5 (c)中的插图示意了三阶波导模式3rd激发SPPs的基本过程。由于三阶波导模式也是对称 模式，因此对于向左和向右两个方向，三阶波导模式所激发的SPPs具有相同的振幅和相位， 在图5(c)中用两个指向相同的粗箭头表示。可以看到，波长626nm处，三阶波导模式所 激发的SPPs贡献可以与一阶和二阶波导模式所激发的SPPs贡献相比。对于向左方向，粗箭 头与点线箭头、实线箭头、虚线箭头三者之和处于相干相长状态，有效增强了向左激发的SPPs 强度，因此导致了向左的高效SPPs激发；与此同时，对于向右方向，粗箭头与点线箭头、实 线箭头、虚线箭头三者之和处于相干相消状态，有效降低了向右激发的SPPs强度，因此使向 右方向上近似出现了消光。也就是说，正是由于三阶波导模式所激发的额外SPPs贡献，使原 本主要向右激发的SPPs变为主要向左激发，即SPPs的发射方向发生了反转。相比之下，在 第一个工作波长800nm处，由于三阶波导模式处于截止状态，该模式在此波长下所激发的 SPPs可以忽略，因此图4(b)没有显示相应的SPPs贡献。

实验上，非对称纳米沟槽结构采用聚焦离子束FIB加工，所使用的金薄膜的厚度为450nm， 金薄膜与玻璃的衬底间有30nm的Ti作为粘附层。图6(a)给出了实验中所加工的结构的扫 描电镜SEM图：首先，用聚焦离子束FIB在图中间的下半部分刻一条长3微米的主纳米沟槽； 然后在主纳米沟槽的底部右侧继续刻一条长3微米的附加纳米沟槽，这样这两个结构就构成 了非对称纳米沟槽结构；最后在图中间的上半部分刻一个宽度100nm的浅纳米沟槽作为参考 结构，用来方便样品定位。实验上采用钛宝石激光器，激光波长从700nm到950nm连续可 调，为了在该波长范围内观测SPPs发射方向的反转行为，选择非对称纳米沟槽的几何参数约 为w₁＝650nm、w₂＝200nm、h₁＝87nm、h₂＝33nm，此时SPPs的反转行为正好发生在波长700 nm到800nm之间，如图5(b)中的第一幅图所示。在中间的非对称纳米沟槽结构的两边距 离为10微米处分别用FIB刻一条长15微米的纳米缝，纳米缝贯穿金膜，可用来将中间的非 对称纳米沟槽结构所激发的SPPs部分转化为光，从而通过测量远场探测到的光信号强度就可 以直接获得向左右两边传播的SPPs的相对强度。

测量过程中，从激光器出来的p-偏振激光束从样品的正面正入射到非对称纳米沟槽结构 上，光斑直径被聚焦为约3微米。非对称纳米沟槽结构激发的SPPs向左右两边传播，部分 通过两边观察用的纳米缝转化为光并散射到衬底面，这部分散射到衬底中的光被物镜收集， 然后成像到电荷耦合器件CCD上。通过测量左右两边观察用的纳米缝的散射光强可以直接得 到非对称纳米沟槽结构向左右两边激发的SPPs强度比，也就是消光比。图6(b)中的数据 点给出了实验中在不同入射激光波长下测得的向左右激发的SPPs的消光比。图6(b)右侧 的插图显示了几个典型激光波长下的CCD图像，图中用两个箭头指出了两边观察用的纳米缝 所在的位置，可以明显看出向左右两边发射的SPPs的强度差别很大。在波长700nm处，左 侧纳米缝远远亮于右侧纳米缝，说明SPPs主要向右激发，相应的左右两边的SPPs的强度比 为左：右＝8:1；而在波长800nm处，右侧纳米缝远远亮于左侧纳米缝，说明SPPs主要向左 激发，相应的左右两边的SPPs的强度比为左：右＝1:19，也就是说很好的观察到双色的表面 等离激元分束行为。测量的实验结果也和有限元计算模拟的结果符合的很好，只有个别消光 比非常大的点不像模拟预测的那么高，这主要是由不够理想的样品加工造成的。由于实验中 采用了相对比较简单的样品加工方法，样品结构有明显的不平整，特别是纳米沟槽中，这些 不平整的小起伏结构将会在一定程度上降低样品性能。这个问题可以通过采用其他更复杂的 样品加工工艺解决，如采用模板剥离法(template stripping method)，可以大大提高样品的平 整度。

总之，与现有技术中的双色表面等离激元分束器相比，本发明不仅提供了高消光比(对 第一工作波长>10³)和超小的样品尺寸(横向尺寸约650nm)，同时提供了很高的SPPs激 发效率(两个工作波长下的绝对效率都超过20％)，这种高SPPs激发效率可以极大的方便上 述器件的实际应用。这种高性能的双色表面等离激元分束器有可能在超高集成度SPPs光子回 路中获得广泛应用。

最后需要注意的是，公布实施方式的目的在于帮助进一步理解本发明，但是本领域的技 术人员可以理解：在不脱离本发明及所附的权利要求的精神和范围内，各种替换和修改都是 可能的。因此，本发明不应局限于实施例所公开的内容，本发明要求保护的范围以权利要求 书界定的范围为准。