表面等离激元的操控:原理与研究进展

梅 霆 ，杨 东，张 辉，金 桂，3，李 浩，李一岑，朱 凝

(1.华南师范大学光电子材料与技术研究所，广东省微纳光子功能材料与器件重点实验室，广东广州510631;2.新加坡南洋理工大学电子与电机工程院，纳米光子实验室，新加坡639798;3.湘南学院物理与电子信息工程系，湖南郴州423000)

表面等离激元(Surface Plasmon，SP)是自由电子沿导体表面的集体振荡，即电子气的疏密波. SP与相邻介质中的光子耦合形成的混合体，亦即极化激元，被称为表面等离极化激元(Surface Plasmon Polariton，SPP). SPP 可沿连续界面传播且高度局域于界面，场强在界面处最大，在界面两侧呈指数衰减.尽管关于SP 研究的历史可溯源至1902年［1-2］，WOOD［3］用一束光照射在金属光栅上时发现在反射光中出现一系列明暗条纹，即Wood 异常，但早期的研究进展比较缓慢. 1957年，RITCHIE［4］发表了首篇关于SP 理论的文章，在研究金属薄膜中快电子的损耗时发现金属表面存在等离子体模式. 在相同频率情况下，SPP 的波矢比光的波矢大，不能直接在传播介质中采用光波激发出沿界面传播的SPP，致使SPP 的实验工作具有很大挑战性. 1968年，OTTO［5］取得了突破性进展，设计了一种采用衰减全反射方法的结构，在特定的入射角度下激发SP，在反射谱上形成1个尖锐的凹槽，即表面等离激元共振(Surface Plasmon Resonance，SPR)现象. 同年，KRETSCHMANN 与RAETHER［6］设计了另一种同样采用衰减全反射方法来激发SP 的结构. 这2 种结构分别被称为Otto 结构和Kretschmann 结构，也称衰减全反射结构或棱镜耦合结构，直到目前仍被认为是激发SP 的主要方式.

SP 的场增强效应以及场分布高度表面局域化的特性已得到广泛关注，其应用研究已经渗入到许多领域，包括生物传感、数据存储、LED、太阳能电池、超分辨成像、纳米加工、集成光路等. 集成光路(Photonic Integrated Circuits，PIC)是1969年由MILLER［7］参照集成电路首次提出的，如今已实现多个光子器件在芯片上的集成. 作为一个发展趋势，缩小器件尺寸的需求来自2个方面:一方面是为了提高集成度，另一方面是为了与微电子器件在尺度上的匹配. 集成电路的发展由于传输损耗及RC 延迟已遇到速度瓶颈，需要借助光在传输方面的优势.基于光波导的器件由于受制于粒子的波动性，无法突破光子“衍射极限”的限制，其尺寸无法进一步缩小［8］. 因此，光子器件到底能做多小、如何与电子器件在系统上进行整合，是纳米光子学的前沿研究在物理原理与制造技术上正在探讨的核心内容. 这些工作的共同之处，是利用光子和金属电子在纳米尺度上的相互作用，将光场分布限制在远小于光波长的尺度之内，从根本上解决电子和光子的“波长差别”. 由于SPP 是光子和电子的“混合体”，又具有高度局域化的场分布［9-11］，许多基于SPP 波导传输的纳米级别的光子集成器件，如光耦合器、光栅、谐振滤波器［12-13］等已相继成功问世，表明PIC 可通过SPP 途径突破光子的衍射极限. 利用光子和金属电子在纳米尺度的相互作用，将光场分布限制在远小于光波长的尺度之内，从而解决光子器件因波长差别造成的与电子器件之间的尺寸差异问题. 因此，SPP 为光电集成提供了可行的途径［8］，整合基于电子载体的计算机技术及基于光子载体的通讯技术，突破电子集成系统由电学延迟限制引起的速度和功耗瓶颈.

近年来，基于不同的侧重点，已有一些有关SPP的综述文章发表. 基于等离子集成回路(Plasmonic Integrated Circuit)的应用背景，本文将重点介绍SPP的传输与操控方面的研究进展.

1 SPP 的传输

波导是连接集成光路中各种器件的基本元件，波导结构的主要作用是将光场束缚在特定截面内传输. 光波导的原理是光的全反射，主要的结构形式有平板波导和脊型波导. SPP 波导则是利用表面极化激元的场局域化机制，需要考虑的因素相对于光波导较为复杂，不仅要求在传播方向的垂直截面上有非常强的束缚性，以保证高集成度，还要具有较低的传输损耗，以保证SPP 信号的传播距离. 然而，SPP 强束缚性的本质是将尽量多的SPP 模式分布在金属材料中，以降低模式在介质材料中的分布，而金属的存在导致焦耳热，产生非常大的损耗. 换句话说，SPP 波导不可能同时具有强的束缚和长的传播距离，两者之间存在折中关系.需要设计出独特的结构来优化这种关系. 所以，出现了各种形式的SPP波导结构. 除简单的单界面波导外，还有多层平板结构(典型结构为电介质-金属-电介质(Dielectric-Metal-Dielectric，DMD)和金属-电介质-金属(Metal-Dielectric-Metal，MDM))、金属条结构、沟道结构、楔形结构和混合结构等.

单界面SPP 波导是研究最早的也是最简单的SPP 波导. 单界面SPP 波导的理想模型是具有正介电常数的半边无限的介质紧邻着具有负实部介电函数的半边无限的介质，一般为金属(Au、Ag、Al 等).这种波导的色散关系可以很容易从Maxwell 方程组和边界条件求得［14-15］. 众所周知，虽然金属是非常好的等离子体材料，但金属具有很大的损耗. 原因在于介电函数虚部的物理机制来自于两部分:一是导电电子，包括电子-电子、电子-声子的相互作用以及晶格缺陷和晶粒边界引起的散射;二是束缚电子的共振吸收. 因此，寻找更适合的替代材料具有非常重要的意义［16-19］，并且已经成为一个新的研究热点，目前提出的有金属合金、碱金属、透明的导电氧化物(ITO 和ZnO 等)、石墨烯等，但基本处于理论研究阶段，有关SPP 波导实验性工作报道还很少.

虽然单界面SPP 波导的结构简单，但其提供的束缚和传播长度有限. 研究发现，平板SPP 波导给设计带来更大自由度，使性能提高成为可能，常见的有DMD 和MDM 等2 种结构. 当中间材料的厚度小于光在这种材料中的趋肤深度时，2个单界面上的SPP 产生耦合，在对称的DMD 结构中可以形成一种传播长度达到厘米级别的模式，称之为长程SPP(Long - Range Surface Plasmon Polariton，LRSPP).虽然LRSPP 比单界面SPP 的传播距离长，但其束缚能力相对较弱. 尽管如此，LRSPP 在长程信号传输方面具有的应用优势是其它模式无法代替的. 对于MDM 结构，由于其模式被上下两层金属束缚，当电介质层变薄时，不会出现截止. 这样可以通过减少电介质层厚度来提高其模式的束缚程度. 因此，这种结构可以用在集成度特别高，对传播长度要求不是很严格的器件中.

单界面、DMD 和MDM 的SPP 波导结构在宽度方向上是无限制的，仅在1个方向形成场的束缚，这严重限制了它们在某些实际器件中的应用. 1999年，BERINI［20］提出了有限宽条状金属波导，可以提供横向2个方向上的束缚，尽管条状金属的宽度在微米量级，但相对于前面所述的几种结构已有很大的进步. 2000年，CHARBONNEAU 和BERINI 等［21］首次实验研究了8 μm 宽、20 nm 厚的Au 条波导结构，用端面耦合方式激发SPP 并在输出端进行红外成像，观察到了LRSPP. 随后，研究人员对不同参数的金属条波导结构进行了大量的研究，表明这种结构比平板结构更符合实际的需求.

2002年，NOVIKOV 小组［22］用数值计算分析了一种称为CPP(Channel Plasmon Polariton)波导结构的色散关系，这种波导结构是在金属平板上制作1个沟道，它由2个单界面SPP 耦合而成并束缚在金属沟道里，展现出比较好的束缚性，保证了在弯曲处有比较好的传输性能，同时具有比较长的传播距离，通过优化沟道的参数可以实现CPP 的单模传输. 最早提出的CPP 波导是金属的矩形槽. CPP 模式随着金属槽宽度的减小，束缚能力会加强，同样的，传播长度会减小. 另一种CPP 波导是V 型槽，由于在V型槽的底端，槽的宽度比较小，对应的有效折射率比较大，而且光趋向于束缚在折射率比较大的地方，这样可将CPP 束缚在V 型槽的底端，而且通过控制V型槽的角度，可以控制CPP 的分布:小的角度会增加场束缚能力，但传播长度会相应减小，而且容易出现多模. 2005年，BOZHEVOLNYI 小组［23］分析、设计及制作V 型槽CPP 波导，并用扫描近场光学显微镜(Scanning Near-field Optical Microscope，SNOM)进行表征实验，证实在1 425～1 620 nm 波长范围内CPP 的传播长度达到90～250 μm. 并且在2006年成功研制出CPP 干涉仪和环形共振器［12］(图1).

图1 等离子体Y-波分器和Mach-Zehnder 干涉仪Figure 1 Plasmonic Y-splitter and Mach-Zehnder(MZ)interferometer

在CPP 波导结构提出之后，PILE 小组［24］分析了WPP(Wedge Plasmon Polariton)存在的条件、色散关系和束缚特性. 模拟表明:当角度大于75°，将不出现WPP;角度越小，束缚性越强，但传播长度相应减小. 2005年，该小组采用数值模拟并实验观察到了强的局域化WPP.

2006年，STEINBERGER 等［25］在50 nm 厚的Au表面制作了厚度为60 nm 的Si 介质条，并用泄漏显微镜(Leakage Radiation Microscopy，LRM)和光子扫描隧道显微镜(Photon Scanning Tunneling Microscope，PSTM)进行了表征. 实验表明:通过调节Si介质条的宽度可以实现单模波导;这种结构的波导接近于同宽度金属条的束缚程度，传播长度约为8 μm. 而且通过制作弯曲的S 型波导并研究了这种波导的弯曲损耗. 这种结构被称为DLSPP (Dielectric-Loaded SPP)波导. 同年，REINHARDT 等［26］通过激光双光子加工制作了介质条为PMMA 的波导.2008年，HOLMGARD 等［27］在50 nm 厚度的Au 膜表面制作了宽600 nm、高600 nm 的PMMA 介质条并理论分析和实验表征了DLSPP 波导(图2). 在波长1 425 nm 时传播长度为46 μm;波长1 525 nm 时传播长度为52 μm;波长1 625 nm 时传播长度为65 μm. DLSPP 波导由于其简单的制造工艺，比平板SPP 波导优异的性能，而且由于这层电介质的存在，有源介质可以很好地掺杂其中，SPP 的有源器件很容易实现，并成为研究的热点之一.

图2 DLSPP 波导结构的显微镜成像及SNOM 成像Figure 2 Microscope image and SNOM image of DLSPP waveguide

2008年，张翔小组［28］在Nature Photonics 上报道了一种强束缚性、较长传播距离HPP(Hybird Plasmon Polariton)波导(图3). 这种波导由1个高介电常数的介质纳米线放置在金属表面上，中间由介电常数小的介质隔离. 当间隔比较小时，纳米线中的波导模式会与金属-低介电常数介质界面上的SPP 模式相互耦合，形成了束缚在间隔处的波导模式. 由于低损耗介质波导模式的存在，这种混合模式的传播距离比较长. 在激发波长为1 550 nm 时，调节纳米线的直径和间隔的高度，其传播长度在40～150 μm 范围变化. 这种混合波导结构圆柱形的纳米线不是必须的，它可以是任意形状的介质波导.AVRUTSKY 小组［29］称这种结构为导体-间隙-电介质波导，而且提出了多种类似结构.

图3 混合模波导结构示意图Figure 3 Schematic diagram of the hybrid waveguide

光缓冲器件、光开关和光存储器是全光通信中关键的光子器件. 慢光在SPP 传输中也是一个重要的研究问题. 当SPP 接近Ritchie 频率(ωs= ωp/，ωp为体等离子频率)时，由于等离子共振，获得近于零的传播速度. 慢光的传输存在一对矛盾，即“延时带宽积”，长的延时必然导致带宽变窄. 2005年，KARALIS 等［30-31］研究了一类SPP 多层平板波导结构，首次指出在大频率带宽范围内支持极低群速度是这类结构的固有特性. 并进一步研究了在获得小的正、负及零的群速度的同时，如何彻底消除群速度色散和衰减色散，设计出无色散的慢光结构，打破了延时带宽积的限制.

SPP 是沿平面波导传输的，这和光子在光子波导中的传输一样，因而光子共振结构的设计也可适用于SPP 波导结构的设计.因此，SPP 慢光机制既可利用材料色散(与EIT 等方法相似)，也可利用几何图形结构所产生的模式色散(与CROW、PCW 等相似). 慢光所引起的场增强效应不仅在光子晶体中得到了实现［32］(图4A)，在DMD 一维波导［33］中也实现了光能的“纵向压缩”，这种等离激元慢光在超越衍射极限的情况下实现极低的群速度和极高的能量压缩(图4B). 2007年，SANDTKE 等［34］在Nature Photonics 上报道了通信波长下用55 μm 长的SPP布拉格栅获得了4 THz 下2 倍的减慢因子，延时带宽积为1.3，并指出减慢因子达到1 000 倍的可能性. 随之，一种所谓的“彩虹陷光”效应也被提出，并且从理论和实验上均得到证明. GAN 等［35］设计出一种基于太赫兹等离激元的逐渐加深的金属格子结构，实现了不同频率的太赫兹波在不同位置的停止，这种结构对极宽光谱范围内实现慢光有利. WANG等［36］模拟了一种多齿状MIM 光波导，在不同频率和不同位置模拟了“彩虹陷光”效应. JANG［37］、PARK［38］也开展了类似的研究，实现了SPP 波导结构中光子的停顿，为SPP 慢光器件在太阳能电池、光存储器等器件中的潜在应用打下了基础.

图4 光子晶体的慢光光场增强效应与等离激元慢光的光场纵向压缩Figure 4 Slow -light intensity enhancement in photonic - crystal waveguide and field enhancement by longitudinal compression of plasmonic slow light

SPP 慢光的缺陷比较明显，金属带来的损耗使纳米光子器件在性能上受到很多限制，吸收损耗使近零群速度的获得很困难［39］. 通过对此类波导的平坦色散曲线进行慢光效应的研究，发现损耗严重影响了此类慢光波导的传播效率，在谐振腔的设计中，金属损耗使得谐振腔的品质因素非常小［40］. 正如KARALIS 等［31］指出，衰减损耗是妨碍SPP 慢光成为理想方案的最后一道障碍. 因此，如何克服SPP 慢光传播中的衰减损耗问题已受到广泛关注.张翔小组［41］在理论研究中，模仿原子系统中EIT 的机制，采用2个相互耦合的纳米尺度的表面等离激元共振单元，构建相互干涉的表面等离激元耦合系统，使损耗减小并获得减慢因子约为10 的模拟结果. 这个结果低于EIT，但它可以在室温下工作. 要保持SPP 结构在慢光上的优势，在介质中引入增益补偿衰减损耗，是比较直接的解决方法. KIRBY等［42］通过理论分析和仿真，表明在超颖材料光波导中能够通过泵浦增益倏逝波来补偿传输损耗，实现慢光和陷光效应，这也为SPP 慢光结构克服损耗问题提供了理论依据.

2 SPP 的增益及传输损耗补偿

金属的吸收使SPP 在传输时产生巨大的能量损耗，限制了传播长度，也限制了其实际应用. 因此，对SPP 的损耗补偿进行研究就非常关键. 通常，补偿损耗所需的增益依据SPP 的束缚程度而定，对SPP 的束缚程度越大，其损耗就越大，即需要更大的增益来加以补偿，这个问题可以通过在介质中加入增益材料来加以解决. 泵浦增益介质一般有2 种方式，即光泵浦与电泵浦，光泵浦作为一种传统的泵浦方式，容易实现，因此大部分研究都采用这种方式.电泵浦也有人开展了研究，并且取得了良好的进展. 由于SPP 的放大性质会因波导中金属结构的不同而有所差异，因此将对不同波导结构进行分析.

单界面波导结构是指半边无限金属-介质界面，NEZHAD 等［43］在理论上证明了该结构的光学增益可以补偿SPP 在金属上的损耗，证明了在远红外波段实现SPP 的损耗补偿是可能的. 有研究表明损耗补偿所需的增益与金属表面的粗糙度有关，AVRUTSKY［44］分析了界面在不同粗糙度下的SPP能量渐进线(Energy Asymptote)，发现当表面粗糙度大约为10 nm 时完全补偿损耗所需的材料增益为80 000 cm-1，尽管此类波导结构具有较优良的特性，如极低的群速度(约为1 km/s)、极大的有效折射率(约29)和极强的局域特性(几个纳米)，但是要求的材料增益过大. 半导体尤其是低维半导体材料能够提供很大的材料增益，ALAM 等［45］提出将增益介质做成多量子阱结构实现SPP 的无损传输，分析了传播长度与增益系数、覆盖层厚度之间的关系，从理论上证明了采用量子阱结构可以实现SPP 的无损传播. NOGINOV 等［46］通过实验实现了SPP 的受激辐射放大，采用了一个辐射-全反射装置探测到了银膜与光泵浦染料溶剂(增益介质)界面上SPP的受激辐射，观察结果与其理论分析吻合. 此外，SEIDEL 等［47］首次在可见光波长上观察到了SPP 的受激辐射，采用Kretschmann 结构，在棱镜上镀银薄膜，银膜的另一面则是增益材料(掺于乙醇中的若丹明101 或紫甲苯基)，SPP 的激发采用波长为633 nm 的TM 波，泵浦光波长为580 nm，得到了在有无泵浦情况下的反射率之差与探测光入射角之间的关系. 结果表明增益材料有助于SPP 的激射，这与SIMON［48］和SUDARKIN 等［49］的理论相一致. SIRTORI［50］和TREDICUCCI 等［51］则首次实现了在量子级联放大器上远红外波段的SPP 激射，在后者的装置中通过在量子级联增益介质上镀双金属光栅来形成分布反馈，从而实现在波长为17 μm 的SPP 激射.BOLGER 等［52］研究了SPP 对自发辐射的放大，用厚度为1 μm 的掺PbS 量子点的PMMA 覆盖厚度为100 nm 的金(图5A)，在银上制作光栅耦合出波长在量子点发射峰的SPP. 当泵浦能量增加时，输出光谱变窄(图5B)，说明实现了ASESPP(Amplified Spontaneous Emission of Surface Plasmon Polariton).

图5 SPP 的自发辐射放大结构及不同泵浦光强度下的发射光谱Figure 5 The structure of ASESPP and SPP emission spectra for different pump intensities

采用光泵浦方式对SPP 的损耗补偿，需要外部光源，不利于芯片集成，相比而言，电泵浦方式在集成应用方面更具有优势. 梅霆小组［53］用InGaAsP量子阱作为增益介质，量子阱处于距金膜40 nm 处(图6A)，金膜上的光栅用于耦合SPP. 电流通过量子阱附近金膜上的P 型与N 型电极注入. 从出射光栅中测量的归一化信号强度(无偏压时)与施加到InGaAsP 量子阱上正向电压之间的关系如图6B 所示，采用电泵浦实现了SPP 传输的延长，在实验中获得了相对于无泵浦下3.5 倍信号输出. 进一步实验［54］表明，SPP 传输的延长是通过受激辐射放大短程SPP，使传播长度仅为3 μm 的短程SPP 模式通过了80 μm 长的SPP 波导. 用电泵浦方式实现对SPP增益而使其传播长度延长的实验研究在国际上尚属首次报道. 此外，FEDYANIN 等［55］引入肖特基势垒二极管的概念对电泵浦的情况进行了分析，提出一种基于肖特基势垒二极管少数载流子注入的SPP放大方法.

图6 波导结构与实验结果Figure 6 Structure and experimental result of the waveguide

混合型波导近年来成为一大研究热点. GARCIA-BLANCO 等［56］理论研究了介质加载型SPP 波导中SPP 的损耗补偿，模拟得到在波长为1.55 μm时无损传输所需的增益可降低至12.5 dB/cm;WANG 等［57］提出了一种通过增益介质与介质加载型波导混合集成的亚波长等离子波导，在波长1.55 μm上具有λ2/210 的超小模式束缚，并模拟出使SPP 无损传输所需的光学增益为420 cm-1. ZHU 等［58］分析了当混合型波导中的增益材料为非线性材料时SPP 波导模式与TM1 模式的非线性相互耦合作用，得出通过光学参量放大来增强SPP 的方法，其模拟结果也充分表明了通过TM1 模式的耦合可以实现损耗补偿甚至放大SPP. GAO 等［59］则提出了一种可以用简单工艺制作的有源混合型波导，模拟的结构中，高折射率层作为增益层时材料增益为3.8 cm-1即可完全补偿损耗，相应的实验也相继得到验证.GARCIA 等［60］用泄漏辐射显微镜表征了介质加载型波导(金膜厚度为70 nm，SiO2衬底厚度为0.17 mm)的模式传播、耦合效率及受激辐射. 泵浦光波长为532 nm，激发光波长为860 nm，PbS 量子点浓度为2.8 ×1017cm-3，探测表明实现的增益为143 cm-1，33% 的损耗得到了补偿. GRANDIDIER等［61］研究了掺有PbS 量子点(浓度为9×1016cm-3)的PMMA 介质加载型等离子波导(介质材料厚600 nm、宽400 nm、长65 μm 及金膜厚度为(40±3)nm)中的SPP 增益传输，通信波长传播长度增加27%，对应的光学增益为160 cm-1. OULTON 等［62］也通过在银膜与其上的CdS 纳米线的间隙层填充MgF2的方法实现了SPP 在模式面积极小时的激射.

相比单界面结构，DMD 结构中SPP 的放大需要的材料增益较小［63-66］. ALAM 等［67］的理论计算表明实现波长为1 550 nm 的长程SPP 无损传播需要的增益为400 cm-1. CHEN 等［68］首次测量了长程SPP 的损耗补偿，测量到模式增益为8.55 dB/cm. 其结构为15 μm 厚的SiO2，20 nm 厚的介质层、1 μm 宽的金，界面粗糙度小于1 nm，泵浦光波长为808 nm，探测光波长为882 nm，增益介质为IR140，增益层厚度为100 μm. BERINI［66］测量了SPP 在传播了微米级长度后获得的净增益. 增益的获得是通过光泵浦DMD 波导上金属表面的荧光聚合物，增益的大小为59 cm-1(金厚度为4 nm，介质折射率为1.55，增益层厚度为1 μm，泵浦光波长为532 nm). AMBATI等［69］计算了金属-GaAs 界面微腔在LRSPP 模式波长为1 400 nm 时的Q 值高达4 000，阈值增益约为200 cm-1. KAWATA 等［70-72］研究了光栅结构上加入增益介质的LRSPP，如果增益介质的发射峰在等离子带宽里，那么光栅耦合的LRSPP 将会产生激射. FLYNN 等［73］则采用量子阱结构实现了LRSPP的激射(波长为1 460 nm)，其结构是:InP 衬底，多量子阱，银膜厚度为15 nm，当有TM 波从腔(1 mm长，100 μm 宽)的一端射入(泵浦光波长为1 060 nm，脉宽为140 ns)，另一端可观察到激射.

MDM 结构对SPP 具有极强的束缚性，因此可应用于超小规模的光集成，但相应的金属损耗非常大.MAIER［74］对MDM 波导(芯层具有光学增益)中传播常数与芯层宽度的关系进行了详细分析(图7)，增益能够完全补偿由于金属吸收而造成的能量损耗，使SPP 的传播距离变长，计算出使波长为1 500 nm的SPP 在金-半导体-金(芯层厚度50 nm)中无损传播所需的增益(4 830 cm-1). LI 等［75］研究了MSM 结构(半导体材料为增益介质)中SPP 的传播特性，发现在接近SPP 共振时，波矢虚部由正变负，对应于SPP 的传播放大，同时当增益介质被激发时，SPP 的模式增益比材料增益大1 000 倍，这一现象还未在其他结构中发现，平均能流密度减小导致了这一极大增益. CHEN 等［76］用FDTD 方法对半导体增益介质与束缚型等离子极化激元的相互作用进行了研究，分析了MSM 波导中波的传输放大并获得净光学增益的条件. HILL 等［77］实现了电泵浦的SPP 激射，该结构在水平方向上有很高的束缚度，在垂直方向上也有很大的传播指数限制，腔的两端有2个反射镜，激射可通过衬底上的泄漏辐射探测得到.

图7 归一化传播常数与芯层宽度之间的关系Figure 7 Evolution of the normalized propagation constant with the core size

3 SPP 的开关与调制

对SPP 的开关调制是SPP 有源操控要解决的首要问题. 解决这个问题主要有以下途径:(1)通过可控的金属物理性质;(2)通过可控的介质光学性质.此外，还有报道采用微电机系统(MEMS)［78］. 在通过可控的金属物理性质操控SPP 的途径方面，KRASAVIN 等［79］利用光激励产生温度变化，引起Au-介质间一层很薄的Ga 层的金属态-非晶态结构相变，改变波导的SPP 透过率，SPP 开关时间约为50 ns. MACDONALD 等［80］用光脉冲引起金属的带间跃迁，扰动金属面的电子能量- 动量分布影响SPP 传播，获得200 fs 的响应及7.5% 的调制度.TEMNOV 等［81］采用Au -Co -Au 铁磁结构通过外部磁场以磁光效应来操控SPP，只需要几个毫特斯拉即可产生足够大的相移，有望达到皮秒级速度.相对而言，更为普遍的还是采用可控介质的途径，通过其热光、电光和光致变色等各种非线性效应来实现操控SPP. 在光驱动方面，BRONGERSMA小组［82］研究用光致变色效应开关SPP，在PMMA中掺入螺旋吡喃(spiropyran)，用表面等离子体共振(SPR)光谱演示了开关特性. 袁小聪小组［83］采用偶氮苯聚合物薄膜的光控异构演示了SPP 的操控. ATWATER 小组［84］利用光泵浦控制CdSe 量子点吸收谱实现对SPP 的调制. 在电驱动方面，BOZHEVOLNYI 等［85］利用热光效应，采用苯并环丁烯(benzocyclobutene)与金波导结构实现马赫-曾德尔干涉调制器和定向耦合器开关. ATWATER 小组［86］还利用钛酸钡的电光效应和电畴翻转，在碳酸钡和银的界面上实现电压调制. 2009年BRONGERSMA 小组［87］提出了兼容CMOS 工艺的电光调制器方案，其理论工作频率大于100 GHz，调制深度大于3 dB，仅需要约1 V 调制电压，而ATWATER 小组［88］以实验展示的硅基场效应结构调制器则是进行SPP-光子-SPP 模式激发转换，通过开关光子波导模式实现SPP 调制的. 此外，除了光驱动与电驱动，美国西北大学STODDART 和宾夕法尼亚州立大学HUANG 合作［89］，通过氧化还原作用控制轮烷(rotaxane)介质折射率，并做了偏移金纳米盘的局域表面等离子体共振(LSPR)的实验演示.

4 总结与展望

随着光电集成技术和光子操控技术的迅速发展，对SPP 的调控机理和应用研究也逐渐深入.SPP 可用于实现超衍射极限的光传输方面的有效调控，也可用于实现电磁场能量的局域增强，在通讯、照明、环保和光伏等领域有广阔的应用前景. 关于表面等离激元传输调控的理论与实验工作得到广泛开展，在长程传输、慢光、损耗补偿、调制、SPP 激射等方面取得一定进展. 还有很多重要的课题值得进一步研究. SPP 的传输损耗问题一直是制约其应用的一个瓶颈，虽然已有研究采用光泵浦和电泵浦增益的方式对其传输损耗进行补偿，但是如何实现SPP 的传输放大，需要对一些相关的物理机制做进一步探索. 如何完成SPP 波导传输中的信号加载及接收，并用以实现电子器件与光子器件在纳米尺度的芯片集成，这也是亟待解决的技术问题. 因此，表面等离激元光学(Plasmonics)是一个非常活跃的研究新领域. 虽然SPP 途径存在本身的缺陷，如损耗问题影响传输长度，但特定的应用环境可以淡化其不利因素. 当器件对传播长度要求不大时，SPP 已经可以应用到器件中去. 最近基于DLSPP 的电光开关［90］已经应用于WDM 中. 相信在不久的将来，SPP 器件一定会大放光彩，成为人们生活中的一部分.

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