文献解读 | 近场超表面波分解复用器：在芯片表面把 2–4 个波长分开

一句话结论：无序浅散射体激发金膜表面等离激元，靠波长相关的干涉把 2–4 个波长分到不同焦点。

论文简介

2026 年 10 月，斯图加特大学第四物理研究所与 SCoPE 研究中心、莫纳什大学和帝国理工学院的合作者在 Nano Letters 发表 Disordered Near-Field Metasurfaces for On-Chip Wavelength Demultiplexing（面向片上波分解复用的无序近场超表面；DOI: 10.1021/acs.nanolett.6c03564，开放获取，CC BY 4.0）。作者为 Luca Schmid、Julian Schwab、Florent Kadriu、R. Horvat、Chi Li、Stefan A. Maier、H. Giessen、H. Ren 与 Mario Hentschel，文章发表在 Nano Letters 2026 年第 26 卷第 40 期，13955–13961 页。

一句话贡献：作者没有去设计一片控制传播光波前的远场超表面，而是在超平滑金膜上排布一群浅散射体，让入射光激发的表面等离激元（surface plasmon polariton，SPP）在金属表面干涉；不同波长在同一组散射体上形成不同的相长干涉位置，于是 2 个、3 个或 4 个波长被分别聚焦到 40 μm 有源区内的不同焦点，再由一圈背散射环把近场强度读出到远场相机。

这篇论文值得单独解读的地方，是它把“波分解复用”从大家熟悉的透镜、光栅、阵列波导等远场元件，换成了金属表面的近场干涉。器件的口径只有几十微米，波长信息来自 SPP 的波矢随波长变化、在传播路径上积累出的相位差；衍射角或谐振峰在这里不承担分波任务。理解了这一点，才能看清它为什么能把器件做小，也才能判断这套可见光演示离 1550 nm 通信应用还有多远。

从远场到近场：为什么把光“收”到金属表面

常见的超表面是一层亚波长纳米柱或纳米天线，入射光穿过或反射时获得设计好的相位、振幅或偏振分布，随后在自由空间里传播、聚焦或偏折。这类器件的“作用面”是传播光场，设计目标是让出射波前在远场形成想要的形状。本文的器件不一样：它让光先在金属表面变成束缚的 SPP，再让 SPP 在表面传播、干涉，最后只在需要读出的位置把 SPP 散射回自由空间。换句话说，远场超表面调的是“出射光往哪里走”，近场超表面调的是“表面波在金属上怎样叠加”。

SPP 是金属—介质界面上的电磁模式。它的波矢由界面两侧的介电函数决定：

$$ k_{\mathrm{SPP}}(\lambda)=\frac{2\pi}{\lambda}\sqrt{\frac{\varepsilon_m(\lambda)\,\varepsilon_d}{\varepsilon_m(\lambda)+\varepsilon_d}}, $$

其中 $\lambda$ 是自由空间波长，$\varepsilon_m$ 是金属的介电函数，$\varepsilon_d$ 是介质（这里是空气或玻璃）的介电常数。对可见光波段的贵金属，$\mathrm{Re}(\varepsilon_m)$ 为负且其大小大于 $\varepsilon_d$，根号内的实数部分大于 1，所以 $k_{\mathrm{SPP}}>k_0=2\pi/\lambda$：SPP 的波长比同频率的自由空间波长短，场在垂直界面方向快速衰减。论文提到金膜中电磁场的趋肤深度只有 20–30 nm，这正是为什么金膜下方 400 nm 厚的铜层不会明显干扰 SPP 传播。

SPP 的波矢随波长变化，这是波分解复用的物理入口。若两列 SPP 从不同位置出发，在某个目标点相遇，相位差可以写成

$$ \Delta\phi(\lambda)=k_{\mathrm{SPP}}(\lambda)\,\Delta r, $$

$\Delta r$ 是两段传播路径的长度差。对某一个波长，设计让 $\Delta\phi$ 接近 $2\pi$ 的整数倍，目标点就是相长干涉的亮点；换一个波长，$k_{\mathrm{SPP}}$ 变了，同样的 $\Delta r$ 给出不同的相位差，亮点就移到别的位置。论文没有直接解这个简单公式，而是用时间反演把“目标焦点”反推成“散射体应该放在哪里”，但物理内核仍是这条波长—相位关系。

近场方案还有一个直接后果：器件尺寸不再由自由空间衍射决定，而由 SPP 能传播多远、散射体能量多密决定。SPP 被束缚在界面附近，能量不会像自由空间光束那样迅速横向扩散，因此几十微米的有源区就能容纳足够的散射体和传播路径。代价是损耗：SPP 在金属上有传播损耗，散射体又把一部分能量辐射出去，设计必须在“耦合得强”与“传得远”之间取舍。

把这三个物理事实放到一片器件上，结构就清楚了：一块硅片先被电子束光刻和干法刻蚀出散射体与背散射环的图形，再蒸镀 100 nm 金和 400 nm 铜，粘上玻璃后从硅模板上剥离，得到一面超平滑的金膜；金膜上的浅散射体就是近场超表面的“像素”。有源区直径 40 μm，外面一圈背散射环直径 70 μm，单个散射体边长约 400 nm。光从有源区一侧入射，激发的 SPP 向四周传播；当它到达背散射环时，被环上的结构散射出平面，进入显微镜和相机。这样，相机记录的是环上各点的强度；整片金属表面的近场并不直接成像，相当于用一圈“探针”读出一维环上的强度分布。

图 1：近场超表面的工作原理与制备流程。(a) 波分解复用器件示意：不同波长的光在散射体区域激发表面等离激元，并在不同位置形成焦点。(b) 超平滑金膜的模板剥离流程：在硅片上用电子束光刻定义图形并干法刻蚀，蒸镀金/铜后粘接玻璃，再从硅模板上剥离。(c) 散射体阵列的整体扫描电子显微镜（SEM）图像。(d) 单个散射体的放大 SEM 图像。

无序散射体怎样设计成波分解复用器

如果已知目标焦点在环上的位置，能不能反过来算每个散射体应该放在哪里？论文用的就是时间反演。以双波长器件为例，先在背散射环上设定两个目标焦点，然后从这两个焦点向有源区发射圆柱形 Huygens 波，计算两列波在中心区域形成的干涉相位分布。接下来，把散射体的坐标随机分配到相位接近 $\phi_0\pm\pi/5$ 的位置，同时避免散射体互相重叠。这样得到的排列看起来无序，实际上每个散射体都落在“对目标焦点有贡献”的相位区间里；随机性用来打散周期性排列带来的额外衍射，而不是把设计交给运气。

这个设计有意工作在弱散射区。散射体越浅、越弱，单个散射体把自由空间光耦合成 SPP 的效率越低，但它对 SPP 的辐射阻尼也越小，SPP 能传得更远，有源区里就能放下更多散射体。论文把这一点说得很直接：高耦合效率会带来强辐射阻尼，严重限制 SPP 传播长度；因此他们选择浅散射体，用较低的单个截面换取更长的传播距离和更高的空间密度。设计目标是在“耦合、传播、自由度”之间找平衡，单点耦合效率最大并不是首要目标。

双波长器件的两个目标是 700 nm 和 800 nm。设计完成后，700 nm 的光在左侧焦点相长，800 nm 的光在右侧焦点相长；两个波长在同一片散射体上被分到相反方向。三波长和四波长器件要把光分到更多方向，线偏振只沿一个方向激发 SPP 不够用，所以实验改用右旋圆偏振（right-handed circular polarization，RCP）照明，让散射体在不同方位上都能耦合出 SPP。三个器件的波长分配如下。

表 1：三个器件的波长分配与偏振条件。波长和焦点数来自论文的实验设置；三、四波长器件使用 RCP 照明。

器件	波长（nm）	入射偏振	焦点数
双波长	700、800	线偏振	2
三波长	790、850、900	RCP	3
四波长	740、800、850、900	RCP	4

图 2：双波长器件的设计概念与近场表征。(a) 从背散射环上的两个目标焦点向内传播的 Huygens 波在中心区域干涉。(b) 两列波的相位分布。(c)(e) 700 nm 和 800 nm 照明下，相长干涉分别在左侧和右侧形成焦点。(d) 为把近场映射到远场而设计的散射环。(f)(h) 两个波长下的实验测量。(g) 波长解复用超表面的 SEM 图像。

器件怎么做出来：模板剥离与超平滑金膜

SPP 对金属表面的粗糙度很敏感。表面起伏会散射 SPP，缩短传播长度，也会在读出时形成额外背景。论文没有直接在玻璃上蒸镀金再刻蚀，而是用模板剥离：先在抛光硅片上用电子束光刻定义散射体和背散射环，把图形干法刻蚀进硅（约 50 nm 深），去胶后蒸镀 100 nm 金和 400 nm 铜，再用胶把玻璃粘到铜面上；由于金与硅之间几乎没有粘附，固化后可以把玻璃连同金膜一起从硅模板上剥下来。金膜复制的是硅模板的表面形貌，因此得到的是超平滑金面，散射体也直接留在金膜上。

铜层在这里只承担机械稳定，不参与光学。论文明确说，金膜中电磁场的趋肤深度只有 20–30 nm，400 nm 厚的铜层不会影响 SPP 传播。金本身化学稳定、不易氧化，适合让 SPP 在表面长距离传播。图 1(c)(d) 的 SEM 图像里，除了散射体，还能看到金表面明暗不一的“迷彩”纹路；那是金晶粒取向不同导致的二次电子产额差异，并非器件图形。读图时如果把这种晶粒衬度当成设计出来的结构，就会误判器件的周期和占空比。

散射体是浅的金岛，不是高深宽比的纳米柱。这个选择与前面的弱散射设计一致：浅散射体对自由空间光的耦合截面小，但正因如此，它不会把 SPP 能量迅速辐射掉，传播长度得以保留。论文用“无序”来描述散射体的平面排布，但每个位置都由目标焦点的相位反推得到，只是填充时在相位允许的范围内随机选择，避免规则晶格带来的额外衍射。

测量：把近场“搬到”远场

近场最大的麻烦是它不往远处传。扫描近场光学显微镜（scanning near-field optical microscopy，SNOM）能把探针放到表面几纳米处逐点扫描，但速度慢、探针容易干扰场。论文选了一条更简单的路：在器件外围做一圈背散射环，让 SPP 在环上被散射成传播光，再用普通显微镜成像。这样做的代价是只能读到环上的近场，不能直接看到有源区内部的完整分布；优点是光路简单、速度快，而且不需要把探针伸进近场。

具体光路是：500–900 nm 的超连续谱光源经声光可调滤波器选出波长，准直后用视场光阑把照明限制在有源区，偏振光学元件把入射光变成线偏振或 RCP；光束经分束镜进入物镜，在物镜后焦面聚焦，从而在样品上形成近似均匀的平面波照明。激发的 SPP 传播到背散射环，被环上的结构散射出平面，再经同一物镜、分束镜和成像透镜进入电荷耦合器件（charge-coupled device，CCD）。问题是镜面反射比散射信号强得多，直接成像会让相机饱和；论文在中间像面放了一个直径 3000 μm 的反视场光阑（inverse field stop，iFS），用 3D 打印的高吸收光刻胶 IP-Superblack 挡住镜面反射，只让环上的散射光通过。CCD 图像积分 0.1 s，最大像素计数 10000。

图 3：测量表面等离激元强度的成像光路。光纤耦合激光经准直后用视场光阑限制照明区域；偏振光学元件控制入射偏振，物镜后焦面聚焦形成近似平面波照明。背散射环把表面等离激元散射到远场，经分束镜和成像透镜进入 CCD；反视场光阑挡掉镜面反射。

这套读出的物理基础是互易性：一个结构把自由空间光耦合成 SPP 的效率，与它把 SPP 辐射回自由空间的效率相关联。背散射环上的散射体不需要单独优化，只要能把到达环的 SPP 散射出一部分，相机就能记录强度。也正因为读的是“环上的散射强度”，图 2(f)(h) 和图 4(a)–(c) 里的亮点位置对应的是 SPP 在环上的焦点，而不是整个有源区的完整近场图。

结果：2、3、4 个波长怎样分开

先看双波长器件。700 nm 照明时，相长干涉的焦点在左侧；换成 800 nm，焦点移到右侧。图 2(f)(h) 的 CCD 图像里，亮斑只出现在对应的一侧，另一侧保持暗；这与图 2(c)(e) 的仿真一致。两个波长的间隔是 100 nm，焦点分得比较开，读出时不容易互相干扰。

三波长器件的波长是 790、850、900 nm，四波长器件是 740、800、850、900 nm。因为要往多个方向发射 SPP，这两个器件改用 RCP 照明；圆偏振在平面内提供各个方向的耦合分量，使散射体阵列能同时服务多个焦点。图 4(a)–(c) 分别给出 2、3、4 个焦点的 CCD 图像：每换一个波长，亮斑出现在环上不同的位置，其余位置较暗。图 4(d)–(f) 把每个焦点放大，能看到亮斑的轮廓；论文说成像焦宽小于 4 μm，而每个焦点显示约 10 个像素宽，按 433 nm 的像素尺寸算，显示宽度约 4.33 μm。这里要把“焦宽”和“显示窗口”分开：这 10 个像素是作图时截取的显示宽度，不是论文报告的焦宽。

图 4：多波长测量与光谱响应。(a)–(c) 2、3、4 个焦点构型的 CCD 近场图像；激发波长分别为 700/800 nm、790/850/900 nm、740/800/850/900 nm。(d)–(f) 各焦点的放大图。(g)–(i) 各器件在不同波长下的光谱响应，实线为仿真、点为测量。

光谱响应是把每个焦点周围 5×5 像素的强度积分起来，再扫波长得到的。图 4(g)–(i) 中，仿真曲线和测量点总体一致：每个器件在设计的波长上出现峰值，说明焦点确实对应目标波长。也有需要如实说明的偏差：850 nm 附近的峰有轻微红移；900 nm 是激光调谐范围的上限，再往长波没有数据。波长数增加后，图像的背景噪声也变大。论文给了两个原因：一是总散射体数量固定时，每个波长分到的散射体变少，焦点质量下降；二是测量光路在可见光波段工作，多个光学元件（包括物镜）带来色差，波长范围越宽，成像保真度越差。

从 2 个波长增加到 4 个波长，通道间隔从 100 nm 缩到 50–60 nm（790/850/900 对应 60/50 nm，740/800/850/900 对应 60/50/50 nm）。间隔越小，焦点在环上靠得越近，对焦点宽度、串扰和读出信噪比的要求越高。论文因此把“最大化焦点间距”列为多波长设计的原则之一，而不是简单地继续增加波长数。

适用边界与待推进方向

第一条边界是波段。论文的演示在 700–900 nm，属于可见—近红外；光通信常用的 1550 nm 附近波段（常称 C 波段）与这里的可见—近红外在金属介电函数、SPP 约束和传播长度上都不同。把器件搬到 1550 nm，需要重新设计散射体的尺寸、金膜厚度和相位映射，不能把这里的 40 μm 口径、50–60 nm 通道间隔直接当成 C 波段指标。论文没有给出 1550 nm 的实验数据，这篇解读也不把可见光的结果外推成通信链路的性能。

第二条边界是通道数与效率。主文演示了 2、3、4 个波长，通道间隔最小到 50 nm；各通道的相对效率放在补充材料表 S2，主文没有给出完整的效率与串扰预算。要判断这种器件能否级联、能否与激光器/探测器阵列配合，需要知道每个通道的插损、串扰和带宽。现在能确定的是：波长数增加时，每个波长分到的散射体减少，焦点质量和信噪比会下降；这是继续增加通道数的直接约束。

第三条边界是读出方式。实验用外部的显微镜和 CCD，通过背散射环读近场，读的是环上的强度，不是有源区内部的完整场分布，也不是一个封装好的片上接收器。论文把“与近场探测器集成”列为未来方向，说明目前的演示还没有把光源、器件和探测端做成一个单片系统。文献解读可以把机制讲清楚，但不能把“实验室光路读出的演示”说成“已经集成的芯片”。

第四条边界是设计自由度。现在的散射体是浅金岛，主要控制 SPP 的相位和耦合位置，振幅控制有限。论文提出用多步套刻、聚焦离子束（focused ion beam，FIB）或热扫描探针光刻来引入振幅自由度；这些方法能增加设计空间，但也会增加工艺步骤和成本。另一个方向是把设计从波长推广到偏振、轨道角动量等自由度，论文在结论里给出了这个设想，目前还没有对应的完整实验。

最后是复现与良率。目前只有作者团队的一组实验，没有独立复现；模板剥离能得到超平滑金面，但大面积均匀性、散射体尺寸偏差和长期稳定性还需要更多数据。把这些边界说清楚，不影响论文的价值：它证明了一条不同于远场衍射的波分解复用路线，但这条路线要成为通信器件，还需要在波段、效率、集成和工艺上逐项推进。

意义与展望

这篇论文的价值，首先在于它把“近场”从一种难以测量的物理对象，变成了可以设计的器件资源。过去的超表面大多在远场工作：设计相位分布，让出射光聚焦、偏折或生成全息。这里的设计对象是金属表面的 SPP，散射体不需要形成周期晶格，也不需要每个单元都精确复刻同一个相位；它们只要落在目标焦点反推出来的相位区间里，就能通过干涉把不同波长送到不同位置。这种“无序但按相位设计”的思路，给近场器件提供了一种比规则晶格更灵活的自由度。

其次是工艺。模板剥离把硅模板的平滑度复制到金膜上，同时把散射体直接做在金膜表面，避免了在金上再刻蚀带来的粗糙度。对 SPP 来说，表面质量直接决定传播长度和读出对比度，并非可有可无的工艺细节。论文用 100 nm 金、400 nm 铜和 50 nm 硅刻蚀的组合，把“超平滑”和“可图形化”放在同一个流程里，这一点对后续做更大口径或更多通道的器件有直接参考价值。

从系统角度看，它提供的是与阵列波导光栅、微环、衍射光栅不同的波分解复用路线：不靠波导里的模式耦合或光栅的衍射角，而靠金属表面波的干涉焦点。它的潜在优势是尺寸小、平面化、可与近场探测器或发射体靠近；是否在真实链路里划算，则取决于插损、串扰、带宽和封装。论文的 2–4 波长、700–900 nm 演示只是起点，接下来最具体的几件事是：把设计推到 1550 nm 并给出实验、增加通道数同时把串扰压下来、引入振幅控制、把背散射环的读出换成集成的近场探测器，以及验证大面积制备的均匀性。这些条件逐一满足之后，近场超表面才可能从“能分开波长”的演示，走到“能用在片上波分系统”的器件。

参考资料

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