諶璐 陳躍剛

(貴州大學(xué)物理學(xué)院,貴陽 550025)

(2018 年9 月6 日收到; 2018 年12 月27 日收到修改稿)

表面等離激元(surface plasmon polaritons,SPPs)控制具有重要意義. 表面電磁波全息法是在金屬表面設(shè)計(jì)能有效控制SPP 傳輸?shù)陌疾坳嚵薪Y(jié)構(gòu). 本文提出一種新的SPP 傳輸?shù)目刂品椒?利用金屬-光折變材料復(fù)合全息結(jié)構(gòu)控制SPP 傳播. 在金屬表面覆蓋一層光折變材料,兩束SPP 波在光折變材料內(nèi)干涉生成全息結(jié)構(gòu),利用此全息結(jié)構(gòu)能夠控制SPP 的傳播. 通過時(shí)域有限差分法模擬驗(yàn)證,結(jié)果顯示,通過金屬-光折變材料復(fù)合全息結(jié)構(gòu)可以有效地控制SPP 波束的傳輸,實(shí)現(xiàn)SPP 平面波束的單點(diǎn)聚焦、兩點(diǎn)聚焦,以及生成零階和一階高斯SPP 波束. 經(jīng)過優(yōu)化發(fā)現(xiàn),光折變材料的最佳厚度為 3 .3 μm ,最佳折射率調(diào)制度為0.06. 現(xiàn)有SPP 控制器件主要是通過離子束刻蝕,而金屬-光折變材料復(fù)合全息結(jié)構(gòu)不需要刻蝕,從而擴(kuò)展了SPP 控制的器件的制作方法,為SPPs 的全光控制提供了新的思路,使SPP 全光控制成為可能,進(jìn)一步實(shí)現(xiàn)了SPP 全光開關(guān)等功能.

1 引 言

表面等離激元(surface plasmon polaritons,SPPs)是金屬表面電子集體振蕩形成的一種波,并局限于金屬與介質(zhì)之間的界面?zhèn)鞑1,2]. 1902 年,Wood[1]在實(shí)驗(yàn)中首次發(fā)現(xiàn)了SPPs. 1998 年,Ebbesen等[2]發(fā)現(xiàn)SPPs 共振導(dǎo)致亞波長增強(qiáng)透射現(xiàn)象. 之后,SPPs 引起了研究者濃厚的興趣. 由于光強(qiáng)增強(qiáng)和突破衍射極限兩個(gè)獨(dú)特的性質(zhì),SPPs 具有廣泛的應(yīng)用前景,比如SPP 傳感器[3,4]、集成光學(xué)[5]、亞波長分子手術(shù)[6]和SPP 激光器[7,8]等. 很多器件被提出來控制SPPs,以實(shí)現(xiàn)SPP 波束在預(yù)設(shè)的路徑中傳播,如波導(dǎo)器件[9,10]、波分復(fù)用中的解復(fù)用器件[11]、路由器件[5]等,還有陣列結(jié)構(gòu)操控SPPs散射,如牛眼結(jié)構(gòu)[12]、亞波長小孔陣列結(jié)構(gòu)[13]、全息凹槽結(jié)構(gòu)[14]等.

現(xiàn)已設(shè)計(jì)了很多SPPs 波束的控制元件. Li等[15?17]利用漸變周期納米結(jié)構(gòu)調(diào)制面內(nèi)的SPP波束散射,得到艾里SPPs 波束、匯聚SPPs 波束等,實(shí)現(xiàn)了波面控制. 在波長控制方面,Tanemura等[18]利用模擬退火算法設(shè)計(jì)了特定分布模式的納米結(jié)構(gòu)耦合自由空間中光波到SPPs 波束,使不同波長SPPs 波聚焦于不同位置. 還有Wang 等[19]也利用模擬退火算法設(shè)計(jì)波導(dǎo)陣列實(shí)現(xiàn)了SPPs多波長的聚焦和解復(fù)用功能. 另外,利用SPP 晶體可以實(shí)現(xiàn)二維的波長解復(fù)用器和多端口輸出功能[20].Smith 課題組[21,22]利用液晶材料的取向光折變效應(yīng),在金屬表面產(chǎn)生了簡單的光柵結(jié)構(gòu),控制SPP.

表面電磁波全息法(surface wave holography,SWH)是一種SPP 功能器件的設(shè)計(jì)方法. 利用其在金屬表面設(shè)計(jì)凹槽陣列結(jié)構(gòu)可有效控制SPPs的傳播,主要實(shí)現(xiàn)三方面的控制. 第一,控制金屬表面的SPPs 向自由空間散射,實(shí)現(xiàn)散射波在自由空間的單點(diǎn)聚焦、兩點(diǎn)聚焦、波面整形[23?25]. 第二,控制金屬表面內(nèi)SPP 波束的傳播,如SPPs 波束側(cè)向聚焦[26,27]、復(fù)雜波面控制[28]、橫縱?？煽氐腟PPs 共振腔[29]等. 第三,自由空間光束耦合到SPPs 的控制[30]. 表面SWH 設(shè)計(jì)的過程簡單,結(jié)構(gòu)直觀,設(shè)計(jì)器件功能多,具有很廣的應(yīng)用前景.

以上這些方法設(shè)計(jì)的結(jié)構(gòu)只可用聚焦粒子束或聚焦電子束等實(shí)驗(yàn)方法直接在金屬表面刻蝕而得到[15?30],制作方法受到了限制,而且這些結(jié)構(gòu)都是直接刻蝕在金屬表面上,從而是固定不變的,不能實(shí)現(xiàn)實(shí)時(shí)靈活的操控. 而光折變材料器件不需要刻蝕,且能夠?qū)崟r(shí)靈活操控,并已經(jīng)有了大量關(guān)于光折變材料的研究. 當(dāng)光照射進(jìn)入光折變材料,如鈮酸鋰、砷化鎵[31]等時(shí),激發(fā)材料中自由電荷,自由電荷漂移到暗光區(qū),形成空間電荷分布,產(chǎn)生了空間電場,最終空間電場通過線性電光效應(yīng)改變材料折射率. 除了常見的光折變材料,也有其他材料能夠?qū)⒐鈴?qiáng)分布轉(zhuǎn)化為折射率分布,如液晶盒[22]、光致變色材料[32]等. 光折變材料應(yīng)用十分廣泛,如應(yīng)用于光信息處理、光信息儲存、光圖像轉(zhuǎn)換等方面. 光折變材料還可以制作全息圖,將光強(qiáng)信息轉(zhuǎn)化為折射率分布,記錄下來.

本文提出用金屬-光折變材料復(fù)合全息結(jié)構(gòu)控制SPPs 波束的傳播. 在金屬表面覆蓋一層光折變材料,通過SPP 波束的干涉在光折變材料中產(chǎn)生全息結(jié)構(gòu),利用此全息結(jié)構(gòu)實(shí)現(xiàn)SPP 波傳輸?shù)撵`活控制.

2 金屬-光折變材料復(fù)合全息原理

考慮控制SPPs 波束在金屬和電介質(zhì)之間的界面上傳播,提出了金屬-光折變材料復(fù)合全息原理,包括寫入和讀出過程. 在寫入過程中,在金屬與介質(zhì)的界面上,SPP 物波與SPP 參考波干涉,得到強(qiáng)度分布(圖1(a)). 設(shè)金屬表面的介質(zhì)為光折變材料,則光強(qiáng)分布可以轉(zhuǎn)化為相應(yīng)的折射率分布型全息圖,此全息圖能夠控制金屬表面光強(qiáng)相對較弱的SPPs 的傳播. 在讀出的過程中(圖1(b)),與原來的參考SPP 波束共軛的波束作為再現(xiàn)波,入射到全息圖結(jié)構(gòu)區(qū)域. 經(jīng)過全息圖結(jié)構(gòu)對再現(xiàn)波束的反射和散射,物波的共軛波被重構(gòu)出來.

圖1 金屬-光折變材料復(fù)合全息原理示意圖 (a)寫入過程; (b)讀出過程Fig. 1. Schematic of metal-photorefractive material complex holography: (a) Writing process; (b) reading process.

在寫入過程中,設(shè)參考SPP 波RW(x,y)=R(x,y)exp[?i·krSP·r(x,y)] ,物SPP 波OW(x,y)=O(x,y)exp[?i·koSP·r(x,y)]. 物波和參考波干涉,光強(qiáng)分布為

其中K(x,y)=krSP?koSP為介質(zhì)光柵矢量. 通過光折變材料將光強(qiáng)信息轉(zhuǎn)化為折射率分布,

其中,β為光折變材料感應(yīng)系數(shù),Δn(x,y) 為折射率調(diào)制函數(shù),Φ為空間電荷場相對于記錄光強(qiáng)的干涉分布產(chǎn)生的相移. 沒有外加電場時(shí),Φ=π/2 . 此相移是全息光柵整體的相移,相當(dāng)于結(jié)構(gòu)整體移動了1/4 個(gè)條紋距離,對再現(xiàn)是沒有影響的. 此光折變材料全息圖位于金屬表面,形成金屬-光折變材料復(fù)合全息圖,包含物波OW(x,y) 的信息.

金屬-光折變材料全息圖可以看成是三維全息圖在傳輸方向的一個(gè)切面. 能利用體全息理論分析金屬-光折變材料復(fù)合全息圖,討論影響全息圖再現(xiàn)效率的因素. 在讀出過程中,當(dāng)再現(xiàn)波的入射角偏離寫入過程的參考波角度為 Δθ時(shí),相位失配因子δ可表示為[33]

其中φ(x,y) 為折射率光柵的矢量傾角. 衍射波相位失配因子由折射率光柵的空間變化而產(chǎn)生,全息圖的衍射效率與相位失配因子有關(guān),

式中,體全息的耦合強(qiáng)度ν和布拉格失配參量ξ分別為

其中d為全息圖在再現(xiàn)波傳播方向上的尺度,θr和θs分別為參考波和物波的方位角. 當(dāng)再現(xiàn)波的入射角偏離參考波的角度 Δθ=0 時(shí),即再現(xiàn)波滿足布拉格條件時(shí),衍射效率為

紀(jì)民尚，到現(xiàn)在還有好多山東球迷認(rèn)為他的名字應(yīng)該是“紀(jì)民尚”，或者簡稱為沒有爭議的“大紀(jì)”更妥當(dāng)。多年的媳婦熬成婆，大紀(jì)在嘗試了女籃主教練、男籃主教練、俱樂部副總、省籃管中心副主任等多個(gè)職位之后，這個(gè)賽季第一次作為俱樂部總經(jīng)理的身份來駕馭一支球隊(duì)，對不起，應(yīng)該是兩支球隊(duì)——山東西王男籃和女籃。

由(7)式可知,在滿足布拉格角入射條件時(shí),衍射效率將隨 Δnd增加而振蕩變化. 因此,控制光折變材料的折射率調(diào)制度和尺度,可使衍射效率達(dá)到最佳狀態(tài). 通過研究,我們找出了光折變材料全息圖在衍射效率最大時(shí)對應(yīng)的折射率調(diào)制度和全息結(jié)構(gòu)尺度最佳值.

3 模擬結(jié)果

設(shè)計(jì)金屬-光折變材料復(fù)合全息結(jié)構(gòu)控制SPP 波的傳輸. 設(shè)計(jì)全息圖將平面的SPP 波分別側(cè)向精確聚焦到1 個(gè)點(diǎn)和2 個(gè)點(diǎn),以及生成0 階和1 階高斯SPP 波束. 設(shè)z=0 的xy平面為金屬與介質(zhì)的界面,在此界面,SPP 波傳播的波矢量ksp=neffk0,其中和εd分別是金屬和介質(zhì)的介電常數(shù). 考慮控制自由空間中波長為λ0=1.064 μm 的光波,金屬在此波長段介電系數(shù)取εm=?48.75+3.64i . 設(shè)介質(zhì)的折射率的常數(shù)為n0=1.45 . 在模擬設(shè)計(jì)中,考慮到光折變材料的折射率調(diào)制度n1值比較小(n1?n0),設(shè)計(jì)全息圖過程中計(jì)算物波和參考SPP 波束的波矢ksp大小時(shí),光折變材料的介電系數(shù)取εd=n02. 這樣能夠大大簡化設(shè)計(jì)過程. 還有在設(shè)計(jì)中將干涉光強(qiáng)I(x,y) 用最大值進(jìn)行歸一化得到(x,y) ,然后乘上系數(shù) Δn,得到折射率調(diào)制函數(shù) Δ(x,y) ,這與(2)式中 Δn(x,y)折射率調(diào)制函數(shù)對應(yīng). 這里 Δn稱為折射率調(diào)制度,在全息圖再現(xiàn)中非常重要.

首先,設(shè)計(jì)全息圖結(jié)構(gòu)將沿y方向傳輸?shù)腟PP 平面波側(cè)向匯聚到1 個(gè)點(diǎn)O(8 μm,0) 處. 在寫入過程中,參考波設(shè)為沿y方向傳輸?shù)腟PP 平面波,表達(dá)式為RW=exp(?i·ksp·y) . 將此平面波匯聚到金屬表面上點(diǎn)O(8 μm,0) 處,則物波設(shè)置為由O點(diǎn)發(fā)出的柱面,表達(dá)式為

這里r為結(jié)構(gòu)區(qū)域內(nèi)點(diǎn)的位置矢量,r0為物點(diǎn)的位置矢量. 物波與參考波干涉,在?11 μm

本文利用時(shí)域有限差分(finite difference time domain,FDTD)法模擬全息圖的再現(xiàn)過程. 在模擬中,將模擬區(qū)域劃分為 Δx=Δy=10 nm 的單元格子. 波長為λ0=1.064 μm束腰半徑為 4μm 的高斯光束從自由空間中入射到金屬表面的光柵上,激發(fā)SPP 高斯波束沿著–y方向傳播. 此SPP 高斯光束波前是直的,幾乎等同于SPP 平面光束,因此能夠扮演重建波束的角色讀取全息圖. 此SPP 波入射到全息結(jié)構(gòu)區(qū)域,通過全息圖的散射和反射,生成所需的物波.

圖2 全息圖設(shè)計(jì) (a)匯聚SPP 波于1 個(gè)點(diǎn)O (8 μm,0) ;(b)匯 聚SPP 波 于2 個(gè) 點(diǎn)O 1(8 μm,?2 μm)和O2(8 μm,2 μm)Fig. 2. Designing the photorefractive holograms: (a) Focusing SPP at one pointO (8 μm,0) ; (b) focusing SPP at two pointsO 1(8 μm,?2 μm) andO 2(8 μm,2 μm) .

圖3 光折變材料匯聚平面SPP 波到1 個(gè)點(diǎn)和2 個(gè)點(diǎn)的模擬結(jié)果 (a)匯聚到1 個(gè)點(diǎn)時(shí)xy平面的光強(qiáng)分布; (b)匯聚到2 個(gè)點(diǎn)時(shí)xy平面的光強(qiáng)分布; (c)匯聚到1 個(gè)點(diǎn)時(shí)焦面yz平面的光強(qiáng)分布; (d)匯聚到2 個(gè)點(diǎn)時(shí)焦面yz平面的光強(qiáng)分布; (e)材料厚度對1 個(gè)點(diǎn)匯聚耦合效率的影響; (f)材料厚度對2 個(gè)點(diǎn)匯聚耦合效率的影響; (g)折射率調(diào)制度對1 個(gè)點(diǎn)匯聚耦合效率的影響; (h)折射率調(diào)制度對2 個(gè)點(diǎn)匯聚耦合效率的影響; (i)全息圖尺度對2 個(gè)點(diǎn)匯聚耦合效率的影響Fig. 3. Simulation results of coupling SPP wave to a point and two points by metal-photorefractive material complex holography structures: (a) Intensity distribution in thexyplane for focusing SPP to a point; (b) intensity distribution in thexyplane for focusing SPP to two points; (c) intensity distribution in theyzplane for focusing SPP to a point; (d) intensity distribution in theyzplane for focusing SPP to two points; (e) influence of material thickness on coupling efficiency for focusing SPP to a point; (f) influences of material thickness on coupling efficiency for focusing SPP to two points; (g) influence of refractive modulation on coupling efficiency for focusing SPP to a point; (h) influence of refractive modulation on coupling efficiency for focusing SPP to two points;(i) influence of hologram dimension on coupling efficiency for focusing SPP to two points.

通過FDTD 法模擬SPP 波入射到圖2(a)所示的折射率分布全息圖中. 光折變材料折射率調(diào)制度設(shè)置 Δn=0.06 ,厚度為 3.3 μm 時(shí),模擬得到在金屬表面(xy平面)和焦面(yz平面)的光強(qiáng)分布,分別如圖3(a)和圖3(c)所示. 從圖3(a)可以看到,在金屬表面O(8 μm,0) 點(diǎn)處出現(xiàn)明顯的焦點(diǎn),這說明所設(shè)計(jì)的光折變材料全息結(jié)構(gòu)能將平面的SPP 波側(cè)向匯聚于目標(biāo)點(diǎn). 考慮材料的厚度和折射率調(diào)制度對耦合效率的影響. 耦合效率定義為流過焦面上 2μm×2 μm 區(qū)域內(nèi)的能流與入射進(jìn)入結(jié)構(gòu)區(qū)域內(nèi)的能流之比. 固定折射率調(diào)制度為Δn=0.06 ,當(dāng)厚度從 2.6 μm增加到 3.5 μm 時(shí),耦合效率的變化如圖3(e)所示. 可以看到當(dāng)厚度為3.3 μm時(shí),耦合效率達(dá)到最高,為21%. 固定厚度為h=3.3 μm ,當(dāng)折射率調(diào)制度 Δn從0.02 增加到0.08 時(shí),耦合效率的變化如圖3(g)所示. 可以看到折射率調(diào)制度 Δn=0.06 時(shí),耦合效率達(dá)到最高,為21%.

考察全息圖尺度對耦合效率的影響,結(jié)果如圖3(i)所示. 當(dāng)其他條件不變,全息圖y方向的寬度d從 1 5 μm增大到 2 1 μm 時(shí),耦合效率譜的最大值從15%增加到19%; 當(dāng)d從 2 1 μm增大到27 μm時(shí),耦合效率譜的最大值逐漸減少,從19%減小到10%.

設(shè)計(jì)全息結(jié)構(gòu)將平面SPP 波匯聚到2 個(gè)點(diǎn).在寫入過程中,參考波與匯聚到一點(diǎn)時(shí)相同,RW=exp(?i·ksp·y). 將此波匯聚到金屬表面上O1(8 μm,?2 μm)和O2(8 μm,2 μm) 兩點(diǎn),相應(yīng)物波的表達(dá)式為這 里r1和r2分 別為兩個(gè)物點(diǎn)O1和O2的位置矢量. 得到在此區(qū)域的干涉光強(qiáng)如圖2(b)所示. 利用光折變材料將此光強(qiáng)分布轉(zhuǎn)化為對應(yīng)的折射率分布,即圖2(b)是所設(shè)計(jì)的將SPP 平面波束匯聚于2 個(gè)點(diǎn)的光折變材料全息圖.

通過FDTD 法模擬SPP 波入射到圖2(b)所示的折射率分布全息圖中. 光折變材料折射率調(diào)制度設(shè)置為 Δn=0.06 ,厚度為 3.3 μm 時(shí),在金屬表面(xy平面)和焦面(yz平面)光強(qiáng)分布分別如圖3(b)和圖3(d)所示. 從圖3(b)和圖3(d)可以看到,在金屬表面 ( 8 μm,?2 μm) 和 ( 8 μm,2 μm) 處出現(xiàn)兩個(gè)明顯的焦點(diǎn),這說明設(shè)計(jì)的光折變材料結(jié)構(gòu)能將平面的SPP 波側(cè)向匯聚于兩個(gè)目標(biāo)點(diǎn). 固定折射率調(diào)制度為 Δn=0.06 ,當(dāng)厚度從 2.6 μm 增加到 3.5 μm 時(shí),耦合效率的變化如圖3(f)所示. 可以看到當(dāng)厚度為 3.3 μm 時(shí),耦合效率達(dá)到最高,為19%. 固定厚度為h=3.3 μm ,當(dāng)折射率調(diào)制度Δn從0.02 增加到0.08 時(shí),耦合效率的變化如圖3(g)所示. 可以看到折射率調(diào)制度 Δn=0.06 時(shí),耦合效率達(dá)到最高,為19%.

下面設(shè)計(jì)全息結(jié)構(gòu)將平面SPP 波轉(zhuǎn)化為0 階和1 階SPP 高斯波束. 沿–x方向傳輸?shù)? 階高斯波束在xy平面上的場分布可表達(dá)為

其中,w0為高斯波束的束腰半徑,束腰位于金屬表面x=0 的線上,半徑為 2μm. 在區(qū)域?15 μm

通過FDTD 法模擬光折變材料全息圖的再現(xiàn)過程. 平面SPP 波入射到光折變材料全息圖區(qū)域內(nèi),通過結(jié)構(gòu)的散射和反射,結(jié)果如圖4(c)—(f)所示. 在金屬表面,從圖4(c)的光強(qiáng)分布和圖4(d)的波陣面分布可以看出,束腰位于x=0 的高斯波束. 圖4(e)給出了束腰處的目標(biāo)波束光強(qiáng)的理論分布曲線和FDTD 法恢復(fù)出來的光強(qiáng)分布曲線.從圖4(e)可以看出,生成的高斯波束與目標(biāo)高斯波束分布基本相同,束腰半徑都為 2μm ,這證明結(jié)構(gòu)生成了0 階高斯波束. 圖4(f)給出了光折變材料調(diào)制度對耦合效率的影響. 這里耦合效率定義為通過束腰處 4μm×2 μm 區(qū)域內(nèi)的能流與入射進(jìn)入結(jié)構(gòu)區(qū)域內(nèi)的能流之比. 從圖4(f)可以看出,當(dāng)折射率調(diào)制度 Δn=0.06 時(shí),耦合效率達(dá)到最高,為8.5%.

設(shè)計(jì)光折變材料全息結(jié)構(gòu)生成1 階高斯波束.沿–x方向傳輸?shù)? 階高斯波束在xy平面上的場分布可表達(dá)為

其中束腰半徑為 1μm. 在區(qū)域?11 μm

圖4 零階高斯SPP 波束的生成,其中圖(a)和(b)為物波波面分布、物波和參考光波干涉產(chǎn)生的光強(qiáng)分布; 全息圖讀出的模擬結(jié)果,包括xy平面的(c)光強(qiáng)分布和(d)波陣面分布,(e) SPP 高斯波束束腰處光強(qiáng)分布,(f)折射率調(diào)制度對耦合效率的影響Fig. 4. Generation of Gaussian zero-order SPP beam in writing process: (a) Object SPP wavefront; (b) interference intensity distribution between object wave and reference wave. Simulation results of reading process: (c) intensity and (d) wavefront distribution inxyplane; (e) intensity distribution on waist for theory and simulation; (f) influence of refractive modulation on coupling efficiency.

通過FDTD 法模擬光折變材料全息圖的再現(xiàn)過程. 平面SPP 波入射到光折變材料全息圖區(qū)域內(nèi),通過全息圖的散射和反射,結(jié)果如圖5(c)—(f)所示. 從金屬表面的光強(qiáng)分布(圖5(c))和波陣面分布(圖5(d))可以看出,生成了束腰位于x=0的1 階SPP 高斯波束. 圖5(e)給出x=0 處截面光強(qiáng)分布,可以看出,表面SPP 束縛于金屬表面,遠(yuǎn)離界面時(shí)光強(qiáng)迅速衰減. 圖5(f)給出了束腰處的目標(biāo)波束光強(qiáng)的理論分布曲線和FDTD 法恢復(fù)出來的光強(qiáng)分布曲線. 可以看出,生成的1 階高斯SPP 波束與目標(biāo)波束分布基本相同,束腰半徑都為 1μm .

圖5 1 階高斯SPP 波束的生成,其中圖(a)和(b)為物波波面分布、物波和參考光波干涉產(chǎn)生光強(qiáng)分布; 讀出過程的模擬結(jié)果,包括xy平面內(nèi)(c)光強(qiáng)分布和(d)波陣面分布,(e)x=0 處yz截面內(nèi)光強(qiáng)分布,(f)理論和模擬的1 階SPP 高斯波束束腰處光強(qiáng)分布Fig. 5. Generation of Gaussian first-order SPP beam in writing process: (a) Object SPP wavefront; (b) interference intensity distribution between object wave and reference wave. Simulation results of reading process: (c) intensity and (d) wavefront distribution inxyplane; (e) intensity distribution onyzplane withx=0; (f) intensity distribution on waist for theory and simulation.

4 結(jié) 論

本文提出利用金屬-光折變材料復(fù)合全息結(jié)構(gòu)對SPP 波束的操控. 基于光折變材料工作原理,利用表面全息法在光折變材料中設(shè)計(jì)結(jié)構(gòu)對SPP 波束進(jìn)行操控. 在不需要任何刻蝕的情況下制作結(jié)構(gòu),實(shí)現(xiàn)SPP 復(fù)雜波面的控制. 利用FDTD 法對設(shè)計(jì)結(jié)構(gòu)進(jìn)行驗(yàn)證,結(jié)果表明,金屬-光折變材料復(fù)合全息結(jié)構(gòu)能對SPP 波束進(jìn)行有效操控,實(shí)現(xiàn)了如平面SPP 波束1 點(diǎn)聚焦、2 點(diǎn)聚焦,0 階和1 階高斯SPP 波束的生成. 這種控制方法擴(kuò)展了SPP 控制器件設(shè)計(jì)和制作方法,也為SPP 的全光控制提供了新的思路,使SPP 全光控制成為可能,進(jìn)一步實(shí)現(xiàn)了SPP 全光開關(guān)等功能.