Ytplasmonresonansspektroskopi av nanoantenner med enkel bowtie med användning av en differentiell reflektivitetsmetod | vetenskapliga rapporter

Ytplasmonresonansspektroskopi av nanoantenner med enkel bowtie med användning av en differentiell reflektivitetsmetod | vetenskapliga rapporter

Anonim

ämnen

  • nano~~POS=TRUNC
  • Nanophotonics och plasmonics
  • halvledare

Abstrakt

Vi rapporterar om strukturella och optiska egenskaper hos enskilda bowtie nanoantennas både på glas och halvledande GaAs-underlag. Antennerna på glas (GaAs) visas vara av utmärkt kvalitet och hög enhetlighet återspeglas av smala storleksfördelningar med standardavvikelser för triangeln och gapstorleken för

Image

= 4, 5 nm

Image

= 2, 6 nm

Image

och

Image

= 5, 4 nm

Image

= 3, 8 nm

Image

respektive. Motsvarande optiska egenskaper hos individuella nanoantennor som studerats genom differentiell reflektionsspektroskopi visar en stark reduktion av den lokaliserade ytplasmon-polaritonresonanslinjebredden från 0, 21 eV till 0, 07 eV efter minskning av antennstorleken från 150 nm till 100 nm. Detta tillskrivs frånvaron av inhomogen breddning jämfört med optiska mätningar på nanoantenna-ensemblar. Interpartikelkopplingen av en individuell bowtie nanoantenna, som ger upphov till starkt lokaliserade och förbättrade elektromagnetiska hotspots, demonstreras med polarisationsupplöst spektroskopi, vilket ger en stor grad av linjär polarisering av ρ max ~ 80%. Kombinationen av mycket reproducerbar nanofabrikation och snabba, icke-förstörande och icke-kontaminerande optiska spektroskopi banar vägen mot framtida halvledarbaserade nano-plasmoniska kretsar, bestående av flera fotoniska och plasmoniska enheter.

Introduktion

Nanopartiklar 1 av enkelmetall, nanopartikel-dimerer 2 eller till och med nanopartikeluppsättningar 3 är välkända för att koncentrera synliga 4, infraröda 5 och mikrovåg 6- strålning från fjärrfältet till optiska volymer med stor våglängd samtidigt som de ger upphov till starka förbättringar av elektriskt fält 7 8 i storleksordningen 10 3 - 10 4 . Speciellt har optiska antenner 9, såsom bowtie-nanoantennor, visats ge förutom extraordinära höga fältförbättringar 10, även riktning 11, bredbandsspektralsvar 12, lokal elektrisk styrning 13 med potential för inställbarhet 14, mycket effektiv elektrooptisk drivning 15 och full polarisering kontroll 16 . Bland annat hittade sådana system redan tillämpningar i ytförstärkt Raman-spektroskopi 17, ultrahögupplöst litografi 18 och mikroskopi 19, biokemisk avkänning 20, 21, spontan emissionskontroll 22 och förbättring 23, 24, icke-linjär optik 25, 26 och omvandling av solenergi 27 .

Kemisk syntes 28 av plasmoniska nanostrukturer är väletablerad och används allmänt eftersom sofistikerad och dyr utrustning inte krävs för att producera stora mängder plasmoniska nanopartiklar. Emellertid erbjuder nano-litografitekniker mycket högre flexibilitet när det gäller att styra och deterministiskt utforma de optiska egenskaperna hos plasmoniska nanostrukturer. Exempelvis är det möjligt att skräddarsy den lokala ytplasmon-polaritonresonansen via exakt justering av storlek 29, 30 och form 31, såväl som polarisering av de spridda fotonerna via antenngeometri 16 . Dessutom möjliggör den exakta kontrollen av partikelplatsen och densiteten under litografiprocessen att slå på strålningskoppling i matriser av nanopartiklar 32 och därmed ge upphov till multipolära ytplasmonlägen 33 och kollektiva ytgitterresonanser 34 . Detta visar sig vara avgörande för att utforma nya egenskaper såsom magnetisk polariserbarhet 35, negativt brytningsindex 36 eller fasgradienter 37 i metasytor 38 .

Många spektroskopitekniker för att studera enstaka plasmoniska nanostrukturer har etablerats under de senaste åren 39 . Exempel inkluderar skanning av optiskt mikroskopi 40 nära fält, dämpad total intern reflektion 4, utrotning eller överföringsexperiment 2 och mörkfältspektroskopi 41 . Emellertid kräver majoriteten av dessa metoder antingen dyr utrustning, kräver specialdesignade prover eller förorenar deras yta. Därför skulle en tillförlitlig, snabb, icke-förstörande och billig mätmetod med hög rumslig upplösning vara mycket attraktiv för att bestämma de optiska egenskaperna för de individuella plasmoniska nanostrukturerna på en framtida halvledarbaserad plasmonisk nanokrets 42, 43 .

Här presenterar vi en systematisk och omfattande studie av de strukturella och optiska egenskaperna hos individuella, litografiskt definierade bowtie nanoantennas 12 på glas och halvledande GaAs-underlag med hjälp av differentiell reflektionsspektroskopi. Därför tillverkade vi antenner med storlekar 100 nm ≤ s 0 ≤ 150 nm , matningsgap ned till 5 nm och spetsradier r = 14 ± 5 nm med elektronstrållitografi 30 . Skanningselektronmikroskopi ger smala fördelningar av triangelstorlek och gapstorlek på glas (GaAs) -underlag med standardavvikelser för

Image

Image

och

Image

Image

respektive, vilket indikerar mycket enhetlig och reproducerbar nanofabricering. Motsvarande optiska egenskaper hos enskilda bowtie-nanoantennor undersöks med användning av hög-rumslig upplösning, differentiell reflektionsspektroskopi, vilket visar det linjära (omvända kubiska) beroendet av ytplasmonresonansenergin E res på trianglarnas storlek ( gapstorlek ) 12, 30 . Jämförelse mellan mätningar på enstaka och ensembler av bowtie nanoantennas 30 visar tydliga indikationer på inhomogen breddning 4, varierande mellan 0, 07 eV och 0, 21 eV för s 0 = 100 nm respektive s 0 = 150 nm . Slutligen studerar vi kopplingen mellan partiklarna mellan de två nanotrianglarna som bildar bowtie nanoantenna med hjälp av polarisationsupplöst spektroskopi. Dessa mätningar visar starkt linjärt polariserad emission längs antennens huvudaxel för det kopplade läget med en grad av polarisering upp till ρ max ~ 80%. Våra resultat står i kontrast till studier på GaAs halvledare och alla experiment visar sig vara i överensstämmelse med numeriska simuleringar 44 .

Resultat

I Fig. 1 (a) presenterar vi ett urval av skanningselektronmikroskopibilder av litografiskt definierade Au bowtie nanoantennas på ett icke-ledande glasunderlag, bestående av två nominellt lika sidoformade nanotrianglar, anordnade i en tip-till-tip-konfiguration 12, 30 . Den övre (nedre) raden visar bowtie nanoantennas för konstant nominell triangelstorlek s 0 = 140 nm (gapstorlek g 0 = 10 nm ) och ökar g 0 ( s 0 ) mellan 5 nm (100 nm ) och 50 nm (150 nm ) från vänster till höger. Antenntjockleken hölls konstant vid t = 35 nm . Trianglarna som bildar bowtie nanoantenna är av hög kvalitet, indikerade av deras släta kanter och ytor utan observerbara snedvridningar eller spräckning. De typiska spetsradierna visade sig vara r c = 14 ± 5 nm . Den mycket reproducerbara tillverkningsprocessen stöds vidare av histogrammen som visas i fig 1 (b), vilket representerar antalet individuella bowtie nanoantennas som en funktion av triangelstorleksavvikelse Δ s ≡ s - s 0 och gapstorleksavvikelse Δ g ≡ g - g 0 i vänster respektive höger panel. Här betecknar s och g den experimentellt bestämda triangeln respektive gapstorleken, såsom definieras i de längsta bilderna i fig 1 (a). Vi extraherade s och g från mätningar med hög upplösning av skanningselektronmikroskopi för ~ 300 nominellt identiska bowtie-nanoantennas utan någon förval, med s 0 och g 0 som sträcker sig över det område som anges i fig 1 (a). Båda histogrammen för Δs och areg beskrivs väl av en Gaussisk distribution

Image

där μ respektive σ anger förväntningsvärdet respektive standardavvikelsen. Från passningarna i triangelstorleken och histogrammen mellan gapstorleken får vi smala fördelningar indikerade med de motsvarande små värdena

Image

och

Image

. Detta innebär särskilt att ~ 95, 4% av de tillverkade trianglarna uppvisar avvikelser i triangelstorlek och gapstorlek på mindre än

Image

och

Image

från nominella värden. Vi noterar vidare att förskjutningen av fördelningarna mellan triangeln och spaltstorleken från Δs , g = 0, återspeglas av

Image

och

Image

, kan lätt kompenseras genom att finjustera dosen under elektronstrållitografin. Liknande strukturundersökningar för Au bowtie nanoantennas på högbrytningsindex ( n GaAs = 3, 54 vid T = 297 K och E foton = 1, 3 eV 45 ), halvledande GaAs-underlag som visar ännu smalare fördelningar med

Image

och

Image

presenteras i det kompletterande materialet, fig. SM1. Vi drar slutsatsen att vi etablerade en mycket reproducerbar litografiprocess för bowtie-nanoantennor med en tillverkningsnoggrannhet på ~ 10 nm , vilket ger upphov till reproducerbart tillverkade nanoantennor med funktionsstorlekar ner till 10 nm . Vi noterar att bowtie nanoantennas med gapstorlekar g <10 nm inte reproduceras med 100% utbyte på grund av ~ 10 nm upplösningsgränsen för det använda elektronstrålsystemet. Därför kan gapstorlekar under 10 nm endast erhållas baserat på ett statistiskt tillvägagångssätt och avbildning hindras särskilt av icke ledande substrat på grund av laddningseffekter. Vi kan emellertid tydligt skilja antenner med mellanrum mellan 10 nm och klusterade antenner i optisk karaktärisering och jämförelse med motsvarande simuleringar, eftersom klusterade antenner ger upphov till spektralt avstängd lokaliserad ytplasmon-polaritonresonans.

Image

( a ) Övre rad: Skanna elektronmikroskopibilder av enskilda bowtie-nanoantennas på ett glasunderlag för s 0 = 140 nm som en funktion av nominell gapstorlek 5 nm < g 0 <50 nm från vänster till höger. Nedre rad: Skanna elektronmikroskopibilder av enskilda bowtie nanoantennas på ett glasunderlag för g 0 = 10 nm som en funktion av nominell triangelstorlek 100 nm < s 0 <150 nm från vänster till höger. Skala bar, 50 nm . ( b ) Vänsterpanel: Statistisk analys av antalet bowtie nanoantennas som en funktion av triangelstorleksavvikelsen s - s 0 . Höger panel: Statistisk analys av antalet bowtie nanoantennas som en funktion av gapstorleksavvikelsen g −g 0 .

Bild i full storlek

För att studera det optiska svaret från individuella bowtie nanoantennas, använde vi ett hembyggt konfokalt mikroskop som underlättar mätningar av bredband (Δ λ ~ 400 - 1600 nm ) reflektivitet för en diffraktionsbegränsad laserfläck genererad av en vitljus superkontinuumskälla såsom schematiskt visas i fig 2 (a). Exciteringsstrålen är, om inte annat anges, linjärt polariserad längs den långa axeln för bowtie nanoantenna (definierad som y-axeln i fig 1 (a)), reflekterad från en strålsplitter och fokuserad på provet via ett mikroskopmål. Det reflekterade ljuset samlas upp via samma mål, överförs genom strålsplittern och styrs via en optisk fiber till en spektrometer. För mer information om installationen och de använda optiska komponenterna hänvisar vi till avsnittet Metoder. För att bestämma den lokaliserade ytplasmon-polaritonresonansen hos en individuell nanoantenna utförde vi två efterföljande mätningar; först mätte vi reflektionsförmågan R ( E ) från en individuell bowtie nanoantenna som en funktion av energi E som visas med den röda kurvan i fig 2 (b). Här avbildar den övre insatsen en ljusmikroskopibild inspelad i vår installation, som visar bowtie nanoantennas ( s 0 = 140 nm, g 0 = 10 nm ) arrangerade i en periodisk matris med en gitterkonstant av = 1, 5 μm och den vita ljus excitation plats fokuserad på en enda antenn. I ett andra steg registrerade vi ett liknande reflektivitetsspektrum R av ( E ) från en plats som rumsligt förskjutits från bowtie-nanoantenna-arrayen som visas av den nedre insatsen i fig. 2 (b) för referens. Motsvarande spektrum R av ( E ) är ritat med blått. Från mätningarna av R on ( E ) och R off ( E ) beräknar vi den differentiella reflektiviteten Δ R / R off ≡ ( R on - R off ) / R off , vilket representerar ett mått för det spridda ljuset från bowtie nanoantenna 46 . Δ R / R off- spektra bestämd utifrån reflektionsmätningarna som visas i fig 2 (b) presenteras i panel (c). Vi observerar ett toppliknande svar med en resonans maximal y res vid resonansenergin E res , tolkad som den dipolära lokaliserade ytplasmon polariton resonansen hos den undersökta bowtie nanoantenna 39 . Vidare kan vi extrahera från det differentiella reflektivitetsspektrumet hela bredden vid halva maximalt Γ res och därmed få insikt i den relaterade plasmon livslängden T pl via T pl = 2

Image

/ Γ res 41, där

Image

anger den reducerade Planck-konstanten.

Image

( a ) Schematisk illustration av inställningen för differentiell reflektivitet. ( b ) Uppmätta reflektiviteter R och R av med användning av en diffraktionsbegränsad vitljus superkontinuumkälla rumsligt placerad på och utanför en enda bowtie nanoantenna med s 0 = 140 nm och g 0 = 10 nm i rött respektive blått. Insatser visar ljusmikroskopibilder av bowtie-matrisen och det vita ljusets laserfläck. Skalstänger, 1 mikrometer . (c) Differentialreflektivitet Δ R / R av som en funktion av energi E beräknat från reflektivitetsspektra som visas i ( b ).

Bild i full storlek

I det följande använder vi vår metod för att systematiskt studera de optiska egenskaperna hos enskilda bowtie nanoantennas tillverkade på både glas och GaAs substrat som en funktion av s 0 och g 0 . De experimentellt erhållna Δ R / R utanför spektra för g 0 = 10 nm och triangelstorlekar 100 nm < s 0 <150 nm i steg om 0 s 0 = 10 nm presenteras i fig 3 (a) för bowtie nanoantennas på glas . Vi observerar en systematisk förskjutning av den lokala ytplasmon-polaritonresonansen från E res = 1, 39 eV till högre energier E res = 1, 73 eV med minskande s 0, tillskrivs reducerade retardationseffekter av det spännande elektromagnetiska fältet och depolarisationsfältet inuti metallpartiklarna 47 . Blåskiftet i E res åtföljs av ett minskande resonans maximalt y res från y res = 1, 37 till y res = 0, 67, vilket beror på en reduktion av det geometriska spridande tvärsnittet av antennerna med minskande s 0 . I fig 3 (b) presenterar vi motsvarande tidsdomen-simuleringar av begränsad skillnad 44 av spridningstvärsnittet σ för bowtie nanoantennas på ett glasunderlag med g 0 = 10 nm, r c = 20 nm och varierande triangelstorlek 100 nm < s 0 <150 nm . Vi finner ökande res och minskande y res med minskande s 0, både i utmärkt kvalitativt och kvantitativt överensstämmelse med våra experimentella resultat. Vi jämför de uppmätta och simulerade data för E res som en funktion av s 0 respektive g 0 i fig 3 (c, d). Blå (svarta) symboler anger experimentella resultat för bowtie nanoantennas på ett glas (GaAs) -underlag, medan de röda symbolerna representerar simuleringsresultaten. I allmänhet observerar vi en jämförbar linjär (kubisk) trend för s 0 - ( g 0 -) beroendet av bowtie nanoantennas på glas och GaAs med skiftfrekvenser för s 0- beroende av - (6, 8 ± 0, 3) meV / nm och - (6, 3 ± 0, 2) meV / nm , respektive. Den globala röda skiftningen av GaAs-data på ΔE ~ 0, 3 eV beror på ökningen i brytningsindex med Δ n ~ 2, 0 jämfört med glas 30 . Kubik

Image

beteende observerat i gapstorleksberoendet i fig 3 (d) beror på nära fältinteraktion, och beskriver kopplingen av ytplasmonerna i de två intilliggande trianglarna med en koppling av effektiva punktdipoler 48 . Simuleringar av den rumsliga elektromagnetiska fältfördelningen för liknande bowtie nanoantennas presenteras i ref. 30. Ytterligare spektra och motsvarande simulerade spridningstvärsnitt för g0- beroendet på glas respektive s 0 - och gO- beroende på GaAs presenteras i fig SM2. Som en konsekvens studerade vi experimentellt lokaliserade ytplasmon-polariton-resonanser för individuella bowtie-nanoantennas med användning av differentiell reflektionsspektroskopi och erhöll utmärkt överensstämmelse med numeriska simuleringar av spridningstvärsnitt. Denna kombinerade experimentella simuleringsmetod gör det möjligt för oss att reproducerbart utforma och deterministiskt kontrollera den lokaliserade ytan plasmon polariton resonans för enskilda nanoantennas.

Image

( a ) Differentialreflektivitet Δ R / R av och ( b ) numeriskt simulerad spridningstvärsnitt σ som en funktion av energi E för triangelstorlekar 100 nm < s 0 <150 nm och g 0 = 10 nm . ( c ) Lokaliserad yta plasmon polariton resonansenergi E res som en funktion av triangelstorlek s 0 för g 0 = 10 nm på ett glas respektive ett GaAs-substrat i blått respektive svart. ( d ) Lokaliserad yta plasmon polariton resonansenergi E res som en funktion av gapstorleken g 0 för s 0 = 140 nm på ett glas respektive ett GaAs-substrat i blått respektive svart. Röda symboler och kurvor i ( c, d ) representerar simuleringsresultat.

Bild i full storlek

Som visas i föregående avsnitt beror de lokala ytplasmon-polaritonresonanserna för bowtie nanoantennas starkt på triangelstorleken s 0 och gapstorleken g 0 . Även om vår tillverkningsprocess visade sig vara mycket reproducerbar kommer små variationer i s0 och / eller g0 fortfarande att resultera i icke försumbara variationer av den lokala ytan plasmon polariton resonans. Därför mätningar på ensembler av bowtie nanoantennas som undersöker i ref. 30 förväntas visa förstorade resonanslinjebredder Γ res på grund av storlek och forminducerad inhomogen breddning 46 . För att testa denna hypotes jämför vi i fig 4 (a) två typiska differentiella reflektivitetsspektra registrerade från en individ ( N = 1) och en ensemble ( N ~ 12) av bowtie nanoantennas på ett glasunderlag i blått respektive svart. Här betecknar N antalet bowtie-nanoantennas som är upphetsade samtidigt i mätningarna av differentiell reflektivitet. De övre och nedre insatserna till vänster i fig. 4 (a) visar mikroskopi av vitt ljus av bowtie-arrayen med excitationsfläcken för den vita ljusets superkontinuumkälla och en halogenlampa för en- och ensembleantennspektroskopi. Differentialreflektivitetsspektra Δ R / R off för mätningar av enkel antenn och antenn uppvisar maximalt vid jämförbara E- res , tillskrivna den lokala ytplasmonresonansen. Emellertid har motsvarande resonanslinjebredd Γ res för mätning av en individuell bowtie nanoantenna visat sig vara avsevärt smalare jämfört med bowtie nanoantenna-ensembler, tydligt synliga på en normaliserad differentiell reflektionsförmåga som visas i insatsen i fig 4 (a). Den större linjebredden för ensembelmätningen tillskrivs inhomogen breddning.

Image

( a ) Differentialreflektivitet Δ R / R av som en funktion av energi E och gapstorlekar g = 10 ± 3 nm för en bowtie-ensemble och en enkel bowtie nanoantenna på ett glasunderlag ritat i svart respektive blått. Insatser: (Vänster) Ljusmikroskopibilder av bowtie-fältet under belysning med ett halogenlamm och superkontinuumskällan i vitt ljus i svart respektive blått. (Höger) Samma data som visas på en normaliserad skala för differentiell reflektivitet. ( b ) Full bredd vid halva maximala Γ res som en funktion av triangelstorlek s för bowtie-ensembler och singel bowtie nanoantennas i svart respektive blått. Röda kurvor representerar linjära anpassningar till data.

Bild i full storlek

Vi undersökte systematiskt denna effekt genom att bestämma

Image

av individuella bowtie-nanoantennor med konstant g = 10 ± 3 nm som en funktion av uppmätt triangelstorlek s . Resultaten av dessa mätningar är ritade som blå symboler i Fig. 4 (b). Den röda linjen representerar en linjär anpassning till data, vilket indikerar en systematisk breddning av

Image

för att öka s från

Image

vid s ~ 100 nm till

Image

vid s ~ 150 nm . Detta observerade ökningen under

Image

tillskrivs förbättrad strålningsdämpning för ökande antennstorlekar 49 . Vidare presenterar vi för jämförelse differentiella reflektivitetsmätningar utförda på bowtie nanoantenna-ensemblar 30 för nominella storlekar 100 nm < s 0 <150 nm med Δ s 0 = 10 nm som svarta symboler i fig 4 (b). Förutom den linjära ökningen i

Image

med ökande s 0 på grund av förbättrad dämpning av strålning, observerar vi en global offset

Image

för ensembelmätningarna som tillskrivs inhomogen breddning, som varierar mellan Γ Γ res = 0, 07 eV och Δ Γ res = 0, 21 eV för s ~ 100 nm respektive s ~ 150 nm . Vi noterar att den oväntade icke-konstant offset Δ Γ res för att öka s inte kan förklaras baserat på de aktuella experimenten och kräver ytterligare experimentella och teoretiska undersökningar, som kommer att presenteras någon annanstans. Sammantaget visar våra resultat påverkan av små variationer i triangelstorlek s och spaltstorlek g på den lokala ytan plasmon polariton resonans hos bowtie nanoantennas trots den höga tillverkningsnoggrannheten som kan uppnås med avancerad nanoteknologi.

Slutligen undersöker vi kopplingen mellan partiklarna mellan de lokala ytplasmon-polaritonerna i de enskilda Au-trianglarna, som bildar bowtie nanoantenna 30, 48 . Därför utförde vi differentiella reflektivitetsmätningar på en individuell bowtie nanoantenna med s 0 = 140 nm och g 0 = 10 nm som en funktion av exciteringspolarisationsvinkeln θ . Här definieras as som vinkeln mellan den elektriska fältvektorn för den linjärt polariserade excitationen och den långa axeln för bowtie nanoantenna, dvs y-axeln enligt definitionen i fig 1 (a). Vi visar i fig. 5 (a) den differentiella reflektivitetssignalen Δ R / R från en enda bowtie nanoantenna kodad i färg som en funktion av energi E och exciteringspolarisationsvinkel θ . Vi observerar två energiskt separerade resonanser vid Ec = 1, 41 eV respektive E uc = 1, 75 eV för θ c = (0 °, 180 °) respektive θ uc = (90 °, 270 °), vilket vi tillskriver de kopplade och okopplade nanotriangle resonanser. E c- resonansen förefaller med betydligt lägre energi jämfört med resonansen för en individuell nanotriangel EU på grund av nära fältkoppling mellan de lokaliserade ytplasmon-polaritonerna i de två trianglarna 48 . Detta fynd är i god överensstämmelse med liknande studier på bowtie nanoantenna-ensembler som en funktion av gapstorleken 30, där ökade gapstorlekar leder till att det polarisationsupplösta svaret försvinner på grund av minskad interpartikelkoppling. Vi stöder detta antagande genom numeriska simuleringar av spridningstvärsnittet σ för en bowtie nanoantenna med s 0 = 140 nm och g 0 = 10 nm . Vi jämför i figur 5 (b) simuleringsresultaten för den kopplade ( θ c = 0 °, röd streckad kurva) och okopplat läge ( θ uc = 90 °, röd fast kurva) med enligt according R / R off- spectra visas i respektive blått och grönt. Vi får utmärkt kvalitativt och kvantitativt överensstämmelse mellan de experimentella och teoretiska resonansenergierna

Image

och

Image

och deras enligt linjebredd

Image

Image

och

Image

. Vidare bestämmer vi från Δ R / R off- spektra för det kopplade och frånkopplade läget graden av linjär polarisation definierad med avseende på yc som

Image

, där yc och yc betecknar motsvarande signaler för differentiell reflektionsförmåga vid Ec respektive Ec , såsom infördes i fig. 2 (c). I fig. 5 (b) plottar vi ρ som en funktion av energi E som grå symboler och observerar för både det kopplade och kopplade läget tydligt linjärt polariserad emission med ρ c = 80% och ρ uc = −42%. Dessutom plottar vi i Fig. 5 (c) den integrerade Δ R / R från- signalen vid Ec och E uc som en funktion av excitationspolarisationsvinkeln θ i blått respektive grönt. Vi observerar en tydlig antikorrelation mellan / R / R från- signalen mellan det kopplade och kopplade läget, vilket indikerar att de sprider ljus längs den långa ( θ = 0 °) och kortaxeln ( θ = 90 °) på bowtie nanoantenna, respektive. Av våra slutsatser drar vi slutsatsen att den starka närfältkopplingen leder till en betydande röd förskjutning av den lokala ytplasmonresonansen med Δ E ≡ | E uc - E c | = 340 meV jämfört med okopplade nanotrianglar.

Image

( a ) Differentialreflektivitet Δ R / R off för en enkel bowtie nanoantenna kodad i färg som en funktion av exciteringspolarisationsvinkeln energy och energi E. ( b ) Differentialreflektivitet Δ R / R av som en funktion av energin E för det kopplade läget Ec och det okopplade läget E uc i respektive blått och grönt. Grå symboler representerar graden av linjär polarisering

Image

som en funktion av energi E. Röda kurvor visar motsvarande simuleringar av båda lägena. ( c ) Integrerad differentiell reflektivitet som en funktion av exciteringspolarisationsvinkeln θ för det kopplade läget Ec och frikopplat läge E uc i respektive blått och grönt.

Bild i full storlek

Diskussion

Sammanfattningsvis presenterade vi en omfattande studie av strukturella och optiska egenskaper hos enskilda Au bowtie nanoantennas definierade av elektronstrålar litografiskt på glas och GaAs-underlag. Den demonstrerade mycket enhetliga nanofabriceringsprocessen i kombination med den snabba och tillförlitliga differentiella reflektionsspektroskopin etablerade banar vägen för bowtie nanoantennas på halvbrytande index halvledarsubstrat 30 som väsentliga byggstenar i framtida optiskt aktiva halvledar-plasmoniska integrerade kretsar 43, 50 . Speciellt kräver integration av antenner med andra funktionella optiska komponenter, såsom till exempel plasmoniska vågledare 51, 52 eller fotoniska kristaller 52, 53, tillsammans med denna höga grad av kontroll och repeterbarhet under nanofabricering också en snabb, billig och icke-förstörande spektroskopimetod oberoende testa det optiska svaret hos de enskilda plasmoniska enheterna. Typiska halvledare som galliumarsenid och kisel utesluter väletablerade tekniker som till exempel 'dämpad total inre reflektion' 4 och 'överföringsexperiment' 2 eftersom båda kräver transparenta underlag. Enspartikelspektroskopi med ett mörkt fältmikroskop 41 kräver nedsänkningsoljor som förorenar provytan och således modifierar de optiska egenskaperna hos de plasmoniska nanopartiklarna. I motsats till att skanna optiskt mikroskopi 40 nära fältet, som kräver dyr utrustning och registrerar information på ett seriellt sätt, erbjuder den demonstrerade spektroskopimetoden differentiell reflektivitet snabb och direkt insikt i de viktigaste optiska egenskaperna för bowtie nanoantennas och fungerar potentiellt också vid kryogena temperaturer. Den senare egenskapen blir viktig när man kopplar plasmoniska antenner till optiskt aktiva sändare inbäddade i halvledarsubstraten 54, 55 . I kombination med kontrollen över antennpositionen 56 och lokala elektriska kontakter 13 möjliggör detta att konstruera den spontana emissionsdynamiken i sådan hybrid halvledar-plasmoniska nanosystem via den välkända Purcell-effekten 57 . Förbättringen är kopplad till resonanslinjebredden Γ res via den så kallade kvalitetsfaktorn Q = E res / Γ res och därför är nanostrukturer som ger minimal linjebredd gynnsamma. De erhållna Q-faktorerna för de studerade bowtie nanoantennas sträcker sig mellan 5 och 10 och är i god överensstämmelse med studier på kemiskt syntetiserade sfäriska Au nanopartiklar 41 . Ytterligare numeriska simuleringar av trunkerade bowtie nanoantennas presenteras i fig. SM3, vilket indikerar en ytterligare förbättring av Γ res med en faktor 1, 3 - 1, 5 ×. Detta uppnås genom att modifiera trianglarna i bowtie nanoantenna till en "tvåtrådsgap" -liknande antenn 13, 25, vilket ger upphov till en minskning av antennvolymen, samtidigt som resonansenergin är konstant. Ytterligare förbättring av Q- faktorn förväntas genom användning av enkristallina metaller på grund av en minskning av Ohmiska förluster i metallen, som nyligen visats i ref 58 och 59. Slutligen är det väl känt att Ag istället för Au inte bara tillåter att ytterligare öka ytan plasmon polariton energi, men visar också löfte om minskade förluster eftersom interbandövergångarna skiftas mot högre energier 46 . Sammanfattningsvis tror vi att vår studie ger ett viktigt steg mot att gifta sig med halvledarapparater och nano-plasmoniska koncept för att förverkliga och optimera effektiva optiska on-chip nanocircuits 60 .

metoder

Provtillverkning och layout

De undersökta proverna definierades på halvisolerande GaAs [100] skivor eller glas (MENZEL-mikroskopskyddsglas) substrat. Efter klyvning spolades proverna med aceton och isopropanol (IPA). För att få en bättre vidhäftning av e-strålmotståndet placerades proverna på en varm platta (170 ° C ) under 300 s . Ett e-strålmotstånd (Polymetylmetakrylat 950 K , AR-P 679.02, ALLRESIST) belades vid 4000 varv / min under 40 s vid en acceleration av 2000 rpm / s och bakades ut vid 170 ° C under 300 s , vilket gav en resisttjocklek av 70 ± 5 nm . För glasproverna avdunstade vi 10 nm aluminium ovanpå Polymetylmetakrylatskiktet för att undvika laddningseffekter under e-balkskrivningen. Proverna belyses i ett Raith E-line-system med användning av en accelerationsspänning på 30 kV och en öppning på 10 mikrometer . Ett dostest utfördes för varje tillverkningskörning, eftersom denna avgörande parameter beror på den varierande e-strålströmmen. Typiska värden var 800 μC / cm2 för GaAs och 700 μC / cm2 för glasunderlag. Efter skrivning av e-strålen etsades aluminiumskiktet på glasproverna med hjälp av en metalljonfri fotoresistutvecklare (AZ 726 MIF, MicroChemicals). Alla prover utvecklades i metylisobutylketon utspädd med IPA (1: 3) under 45 sekunder . För att stoppa utvecklingen sköljdes provet med ren IPA. För metalliseringen användes en e-stråleindunstare för att avsätta ett 5 nm tjockt titankhäftningsskikt för glaset och 35 nm guld för alla underlag med en låg hastighet av 1 Å / s . Avlyftningen utfördes i 50 ° C varm aceton, vilket lämnade nanostrukturer av hög kvalitet med särdrag i storleksordningen 10 nm .

Strukturell karaktärisering

För att bestämma de geometriska parametrarna för de tillverkade nanoantennerna tog vi skanningselektronmikroskopibilder med ett Raith E-line-system vid en elektronaccelerationsspänning på 5 kV och en bländarstorlek på 10 mikrometer . Vi spelade in bilderna genom att gå från en antenn till en annan och genomföra en skanning med en enda bild för att undvika laddningseffekter, som uppstår särskilt på glasproverna. De erhållna bilderna analyserades för hand med hjälp av "Carl Zeiss SmartTiff Annotation Editor" (V1.0.1.2). Som nämnts i huvudtexten extraherade vi s och g från mätningar med hög upplösning av skanningselektronmikroskopi på ~ 300 bowtie nanoantennas utan förval. För att kvantifiera spetsradie utvärderade vi 20 "matningsgapspetsar" i den övre triangeln och fann ett värde på r c = 14 ± 5 nm .

Optisk spektroskopi

För optisk spektroskopi använde vi antingen en vitljus superkontinuumskälla (Fianium WhiteLase mikro) för enstaka partikelundersökningar eller vi samlade och kollimerade ljuset från en halogenlampa (Philips Fiber Optic Lamp, Type 6423 XHP FO) för ensembelmätningar. Båda strålarna skickades genom en strålsplitter och en apokromatisk hög numerisk öppning ( NA = 0, 9) för att fokusera ljuset på provytan. Vi bestämde vilka storlekar som skulle vara

Image

och

Image

respektive. Provet placerades på ett öppet piezosteg (Thorlabs NanoMax) i kombination med ett lutbart steg för att ge en exakt positionering och en exakt inriktning av planet vinkelrätt mot den optiska vägen. Det reflekterade ljuset samlades upp med samma mål, överfördes genom strålspjälkaren, en fiberkopplare och en multimod optisk fiber innan den dispergerades och analyserades i en 0, 5 m bildspektrometer (Princeton Insturments Acton SP2500i, gitter: 300 l / mm ). Både excitations- och detekteringskanaler var utrustade med linjära polarisatorer (Thorlabs, LBVIS100-MP2) och λ / 2-vågplattor (Thorlabs, AHWP10M-980) monterade på datorstyrda motoriserade provsteg (Thorlabs, PRM1 / MZ8) för att justera och analysera polarisationen . För mätningar på glas (GaAs) använde vi ett 600 nm (800 nm ) långpassfilter och en Si-CCD - Princeton Instruments Spec-10 (InGaAs linjär matris - Princeton Instruments, OMA V). När vi använder superkontinuumkällan för att undersöka nanoantennorna på GaAs, installerade vi också ett 1064 nm hakfilter för att undertrycka restljuset från frölasern, vilket potentiellt kan skada InGaAs detektor. För att täcka det breda energiområdet som diskuterades i huvuddelen av detta arbete, spelade vi alltid in fyra spektra av olika centerenergier, som slogs samman efteråt. Integrationstiden var alltid inställd på 1 s.

simuleringar

Vi simulerade spridningens tvärsnitt av bowtie nanoantenna med hjälp av en kommersiellt tillgänglig finitskillnadstidsdomänslösare (Lumerical Solutions, Inc., FDTD-lösningar, version: 8.11.387). Simuleringscellens design är baserad på Mie-spridningsstudien som finns på Lumerical-hemsidan 61 . Följaktligen använde vi en tredimensionell simuleringscell som avslutas med perfekt matchade lager. Bowtie modellerades med användning av den strängsprutade N- sidiga liksidiga polygonen med rundade hörn som också finns på den Lumerical hemsida 62 . För att väcka strukturerna använde vi en total fältspridd fältkälla (TFSF) och FDTD spridd fältmonitor för att beräkna spridningstvärsnittet. I mitten av simuleringscellen, dvs runt bowtie-matningsgapet, använde vi en maskstorlek på 2 nm , medan i de yttre regionerna var värdet inställt till 4 nm . Den använda simuleringsfilen finns i tilläggsmaterialet.

ytterligare information

Hur man citerar den här artikeln : Kaniber, M. et al . Ytplasmonresonansspektroskopi av nanoantenner med enkel bowtie med användning av en differentiell reflektivitetsmetod. Sci. Rep. 6, 23203; doi: 10.1038 / srep23203 (2016).

Kompletterande information

PDF-filer

  1. 1.

    Kompletterande information

kommentarer

Genom att skicka en kommentar samtycker du till att följa våra villkor och gemenskapsriktlinjer. Om du finner något missbruk eller som inte överensstämmer med våra villkor eller riktlinjer ska du markera det som olämpligt.