Vågfrontformning av infrarött ljus genom ett undervåglängdshål | ljus: vetenskap & applikationer

Vågfrontformning av infrarött ljus genom ett undervåglängdshål | ljus: vetenskap & applikationer

Anonim

Abstrakt

Ljus som passerar genom ett undervåglängdshål i en ogenomskinlig platta är ett grundläggande problem i både optisk vetenskap och applikationer. Genom att använda både simuleringar och experiment visar vi att när ett hål i en undervåglängd i en silver tunn film omges av väl utformade mönster av spår, kan vågfronten av det infraröda ljuset genom det formas till ett förinställt komplicerat mönster som en latinsk bokstav 'L' eller 'O' vid en given position istället för att bli avledd i alla riktningar. Konstruktionen skapas via ytvåg-holografimetoden, som möjliggör direkt bestämning av ytplasmonstrukturen för en given vågfront-teknikfunktion utan behov av att lösa komplexa inversa problem. Resultaten kommer att fördjupa den nuvarande förståelsen för denna bestående fråga och kommer att hitta applikationer inom många områden som vågmanipulation och avkänning.

Introduktion

Uppförandet av ljus som passerar genom ett litet hål i en ogenomskinlig skärm är ett länge etablerat ämne inom grundläggande optik. Det är välkänt inom geometrisk optik att ett nålhål kan bilda en inverterad bild på motsatt sida av nålhålet som en följd av den rätlinjiga spridningen av ljusstrålar. När hålet är krympt till en dimension som kan jämföras med våglängden, manifesterar ljuset sin vågkaraktär och demonstrerar ett avledat mönster. 1 Om hålets radie ytterligare minskas till r << λ , förväntas det att när ljuset passerar genom detta hål på en perfekt ledande och oändligt tunn metallfilm, bryts vågen i alla riktningar, och överföringseffektiviteten är svag och proportionell mot ( r / λ ) 4 . 2, 3 Ett experiment har emellertid visat att om en undervåglängdsöppning i en metallfilm är omgiven av periodiska spår, kan det överförda ljuset dyka upp som en stråle med en liten vinkelavvikelse istället för att spridas till ett brett vinkelområde. 4 Samverkan mellan den elektromagnetiska ytvågen (kallad ytplasmonvågen) och metallvågens undervåglängd tros spela en nyckelroll i detta fenomen. 5 Sedan denna upptäckt har de strålnings- och fokuseringseffekter som finns ovan eller på en korrugerad metallisk yta 6 lagts till svaret på denna klassiska fråga. Å andra sidan, med utvecklingen av nära-fältoptik och uppfinningen av olika nanoskala-lasrar, t.ex. kvantkaskadlaser 7 och mycket liten bländarlaser, 8, 9 beteende hos ljus som passerar genom ett hål i undervåglängden och manipulationen av den överförda vågfronten har fått mycket uppmärksamhet. 10, 11, 12

Ytvågsholografi är ett tillvägagångssätt som integrerar konceptet konventionell holografi i regimen för ytelektromagnetiska vågor, t.ex. ytplasmon-polaritoner (SPP). 13, 14, 15 Nyligen föreslog man ett tillvägagångssätt inom ramen för ytvågholografi för att manipulera den elektromagnetiska vågfronten genom ett undervåglängdshål. 16 I denna metod är det grundläggande tillvägagångssättet att registrera interferensmönstret mellan den exciterade ytelektromagnetiska vågen från hålet och objektvågen som avges från de önskade mönstren i form av ett metallplattytytvåghologram. Genom att implementera begreppen informationsskrivning, informationsregistrering och återupprättande av information som är välkända i konventionell holografi tillåter denna metod direkt bestämning av ytkorrugeringsstrukturen i en metallfilm för att realisera en given funktionalitet för elektromagnetisk vågtransport utan behovet av att lösa komplexa omvända problem. I detta arbete utvecklar vi ytterligare denna idé genom att forma vågfronten för det infraröda ljuset (med en våglängd på 1064 nm) som passerar genom ett 180-nm-radiehål som omges av väl utformade spårmönster till förutbestämda komplexa mönster som latin brev. Resultaten stöder starkt effektiviteten hos metoden för att utforma vågfrontformande metall nanostrukturer.

metoder

En allmän fysisk bild av vår idé

Såsom illustreras i figur la är etsarna etsade på en perforerad metallfilm (för enkelhets skull definierar vi ansiktet med spår som framsidan och den utan spår som baksidan), och infallande ljus lysas från baksidan. På grund av hålens djupa undervåglängdsskala är ytvågorna upphetsade vid den främre ytan (ytvågor på baksidan är inte vår oro). 16 Dessa ytvågor sprids av spåren när de sprids utåt från hålet. Om dessa spår placeras i rätt position, på grund av störningen av de spridda vågorna, kan ett utformat fältfördelningsmönster visas på en given position på framsidan. Metoden som används för att bestämma positionerna för dessa spår och dess effektivitet är i fokus för denna artikel. Vi betonar att vågorna som sprids ut i fritt utrymme av spåren är i sig förökande vågor; därför kan de samlas in genom ett mål om de spridda vinklarna ligger inom den numeriska öppningen. Av denna anledning använder vi ett mål i vårt experiment för att övervaka fältfördelningen i ett plan i vilken höjd som helst bort från framsidan, inklusive planet omedelbart ovanför framsidan. Ett system som visas i figur 1b (se kompletterande information, avsnitt I, för mer information om experimentell uppsättning) används för att testa vågmanipuleringsförmågan hos våra prover.

Skildring av systemet. ( a ) Ett schematiskt diagram över vågmanipuleringen av ljus genom ett hål i undervåglängden som borrats vid en optiskt ogenomskinlig tunn tunn film. Undervåglängdshålet omges av en serie grunt och smalt spår (vanligtvis λ / 10 djup och λ / 10 bred). Incidentbelysning, t.ex. en cirkulär polariserad plan våg, lyser från baksidan av silverfilmen, och ett komplext mönster, såsom en bokstav L, visas i en given position. ( b ) Experimentell uppsättning. Ett fokuseringsmål används för att få en högintensiv incidentvåg på baksidan, och ett avbildningsmål kan gå framåt och bakåt på framsidan för att se fältfördelningarna i olika höjder.

Bild i full storlek

Tillverkning

Silverfilmer med en tjocklek av 240 nm deponeras på Si02-underlag genom magnetronsprutning. Först överför vi det designade spårmönstret till en silverfilm med fokuserad jonstrållitografi. Därefter tillverkar vi ett 180-nm-radiehål på silverfilmen. Genom att kontrollera uppehållstiden för den fokuserade jonstrålningsfräsningen är bara hålet genomträngligt och spåren är ungefär 100 nm djupa. Skanning av elektronmikroskopi (SEM) bilder tas under provtillverkning.

Optiska mätningar

Optiska mätningar är baserade på ett hembyggt horisontellt mikroskopisystem. Tre översättningssteg med hög precision [Physik Instrument (PI Shanghai, Kina) Co., Ltd.) är inblandade. Ljusutbredningens riktning definieras som z- axeln. Först är ett fokuseringsmål (ett 60x Zeiss-mål) monterat på ett z -ax-översättningssteg så att vi kan ställa in fokuspunkten i planet för våra silverfilmprover och få en hög intensitet förekomst. Sedan monteras prover på ett översättningssteg med hög precision i x- och y- axlarna för att placera hålet i varje prov vid fokuseringsmålets fokuspunkt. Slutligen kan ett avbildningsmål (ett 100x Olympus-mål) röra sig exakt i x- , y- och z- riktningarna för att övervaka fältfördelningarna. Operativt använder vi först ett vitt ljus för att belysa provet från den avbildande målsidan, dvs. i driftsläget för ett reflektionsmikroskopisystem, och söka i silverfilmprovet. 1064-nm-lasern leds sedan in från sidan av fokuseringsmålet. Bilderna tas med en laddningskopplad enhet ansluten till en dator.

resultat och diskussion

Som exempel visar vi steg för steg hur man formar det infraröda ljuset genom ett hål i undervåglängden till en L'-formad fördelning på en given höjd över den främre ytan. Som visas i litteraturen är 16 tre steg involverade: skrivprocessen, tillverkningsprocessen för hologramprov och läsningsprocessen. Skrivprocessen bestämmer spårens positioner för en given vågfront-teknikfunktion. Antag att vi förväntar oss att en 'L'-mönster fältfördelning visas vid 10, 64 um (notera att våglängden för intresse i detta papper är 1064 nm) ovanför den främre ytan när hålet är upplyst. För att uppnå detta mål använder vi först metoden Finite-Difference Time-Domain (FDTD) för att beräkna utbredningen av en 'L' -källa, som visas i figur 2a1, vars elektriska fältpolarisering är längs x- axeln. I detta dokument definierar vi sidoaxeln som x- axeln och längsaxeln som y- axeln; därför är z- axeln normal för pappersplanet. "L" -källan placeras vid z = 10, 64 um, och förökningsfältet, på ett avstånd av 10, 64 um, dvs i z = 0-planet, lagras som UO . Sedan extraherar vi fasfördelningen för x- komponenten i det elektriska fältet U 0 och betecknar den som φ 0 ( x , y ). Skrivytytvågen som exciteras av undervåglängdshålet har en fas av exp (i nkr ), där n är det effektiva brytningsindexet för ytvågen, k är vågnumret i ett vakuum och r = ( x 2 + y 2 ) 1 / 2 . Vi väljer n ≈ n SPP = [ ε 1 ε 2 / ( ε 1 + ε 2 )] 1/2 = 1.01, där SPP står för ytplasmon polariton, ε 1 är luftens permittivitet och ε 2 är permittiviteten för silver . 17 Enligt litteraturen bör 16 rista spår i positioner där [- φ 0 ( x , y )] - nkr = 2 mπ (se Kompletterande information, avsnitt II), där m är ett heltal. I praktiken delar vi z = 0-planet i ett antal 30 × 30 nm 2 pixlar (motsvarande rutnätet som används i vår FDTD-simulering) och introducerar ett kriterium för | φ 0 ( x , y ) + nkr −2 mπ | ≤0, 25 för att bestämma vilken pixel som ska etsas.

Demonstration av ytvågsholografi. ( a1, b1 ) Mönstren vi använder för att beräkna U 0, som också är vad vi vill återhämta. a1 visar ett 'L' -mönster, och b1 visar ett 'O'. I vår FDTD-simulering är rektangulära remsor av källan med en enhetlig fältfördelning sammanslagda för att få en bokstav "L" och en bokstav "O". De svarta pilarna indikerar polarisationen för varje remskälla, dvs x- polarisering. Skalan på den grå fyrkantiga bakgrunden är 18 × 18 um 2 för båda mönstren, längden på dessa remsor är ungefär 6 um och remsans bredd är 0, 4 um för 'L' och 0, 5 um för 'O'. ( a2, b2 ) SEM-bilder av de tillverkade hologramproven: ( a2 ) den etsade strukturen för 'L'; ( b2 ) den etsade strukturen för 'O'. Det uppmätta diametern för det centrala hålet är 0, 36 ± 0, 01 um (det designade värdet är 0, 36 um), och det uppmätta spårdjupet är 0, 10 ± 0, 02 um för både 'L' och 'O'. För a2 är den uppmätta x- skalan i regionen med strukturen 18, 44 ± 0, 04 um, och y- skalan 18, 37 ± 0, 04 um. För b2 är den uppmätta x- skalan 18, 34 ± 0, 06 um, och y- skalan 18, 45 ± 0, 05 um, medan de konstruerade skalorna för båda är 18 × 18 um. Stängerna med 5 um skala visas i botten. ( a3, b3 ) FDTD-simulerade xy- planfältfördelningar vid 10, 64 um över provens framsidor: a3 för 'L' och b3 för 'O'. Den normaliserade intensiteten visas här med amplituderna för x- och y- komponenterna i den infallande cirkulärpolariserade vågen inställd på att vara en. Det beräknade intervallet här är 18 × 18 um 2 för båda proverna. ( a4, b4 ) Experimentella foton på de tydligaste positionerna: a4 för 'L' och b4 för 'O'. Införandet av a4 är bilden av en 6 × 1 um 2 tom remsa i samma silverfilm, som fungerar som en linjal för vårt bildsystem. FDTD, tidsdomän med begränsad skillnad; SEM, skanningselektronmikroskopi.

Bild i full storlek

Med ovanstående information tillverkar vi vårt 'L' hologramprov, vars SEM-bild visas i figur 2a2 (en förstorad vy visas i kompletterande information, avsnitt III). En 240-nm tjock silverfilm sputteras på ett SiO 2- underlag, och spåren och det centrala hålet tillverkas med fokuserad jonstrållitografi. Djupet för dessa spår är ungefär 0, 10 um, medan bredderna beror på deras positioner (förstorat SEM-foto i kompletterande information, avsnitt III). De typiska skalorna för både djupet och bredden är emellertid X / 10, vilket uppfyller kravet i litteraturen 16 att förändringen av fasen är försumbar när ytvågen passerar ett spår. Uppenbarligen är strukturen som visas i figur 2a2 aperiodisk och till och med inte stängda kurvor.

Vi simulerar strukturen i figur 2a2 med FDTD-metoden med följande parametrar: silverfilmtjockleken är 240 nm, spårdjupet är 100 nm, hålradie är 180 nm 18 och permittiviteten för silver är hämtad från litteraturen . 17 En cirkulär polariserad våg injiceras från baksidan, och fältintensitetsfördelningen vid 10, 64 um över metallens främre yta (det exakta läget där vi sätter bandkällorna) beräknas. Såsom visas i figur 2a3 kan ett intensitetsmönster av "L" -formen upptäckas tydligt, åtföljt av några oönskade krusningar. Om vi ​​delar upp "L" i två remsor, "|" och "_", liknande fig. 2a1, är dessa remsor längder ungefär 6 um, vilka överensstämmer med skrivliststråkkällorna; breddarna är ungefär 1 um medan skriftremsans bredder är 0, 4 um. Denna bildbredd innebär att minimiupplösningen för detta bildsystem är ungefär en våglängd.

Vi får också de förväntade resultaten experimentellt. Som beskrivits ovan monterar vi ett avbildningsmål på ett översättningssteg med hög precision för att övervaka fältfördelningen i valfri höjd över metallfilmens främre yta. När bildmålets fokuspunkt flyttas från baksidan till framsidan upptäcks först en klar bild av hålet och sedan ett ljust 'L'-format mönster (se filmen Movie_L.avi i tilläggsinformation, Avsnitt IV) observeras. Genom att ta planet där hålets bild är tydligast som z = 0-planet (kompletterande information, avsnitt IV), får vi den tydligaste bilden av 'L' efter att vi har flyttat bildmålet 14.1 ± 0.7 um över z = 0-planet, vilket skiljer sig något från vår designade höjd på 10, 64 um. Två faktorer kan bidra till denna avvikelse. Den första är det ganska stora bilddjupet för 'L', som sträcker sig från 10 um till 13 um, som visas i figur 3 (se nästa stycke för en mer detaljerad förklaring). Den andra är det begränsade brännvärdet (ungefär 1 um, eller en våglängd) för avbildningsmålet, vilket gör bestämningen av z = 0-planet och avbildningsplanet otillräckligt exakt. Inlägget i figur 2a4 är en bild av en (6 × 1) -im etsad rektangel i samma silverfilm, som kan användas för att mäta storleken på den avbildade 'L'. Längden och bredden på de två remsorna är återigen cirka 6 respektive 1 um. En annan funktion som måste betonas är det störa hörnet av 'L' (figur 2a4), som överensstämmer med simuleringen (figur 2a3) men inte med den förinställda designen, vilket indikerar den begränsade upplösningen av holografisystemet.

FDTD-simulerade fältfördelningar vid x = 0 yz- planet: ( a ) för 'L' -provet och ( b ) för 'O' -provet. De blå regionerna nära z = 0 indikerar silverfilmerna, eftersom lite ljus kan tränga in i silver. Den normaliserade intensiteten visas här med amplituderna för x- och y- komponenterna i den infallande cirkulärpolariserade vågen inställd på att vara en. FDTD, tidsdomän med begränsad skillnad.

Bild i full storlek

För att tillhandahålla ett tredimensionellt intryck visas också den simulerade bilden i x = 0 yz- planet i 'L' -hologramprovet i figur 3a. Det är uppenbart att ljus genom en undervåglängdsöppning är kraftigt diffraherad och att ytvågorna exciteras och sprids, vilket resulterar i en risformad het plats i fältet vid z11 lm. Detta maximum indikerar att "L" -mönstret visas mellan z = 10 um och z = 13 um; Därför när bildplanets fokuspunkt är mellan z = 10 um och z = 13 um kan en "L" fortfarande observeras i laddningskopplad anordning, vilket orsakar en avvikelse mellan bildhöjden som uppmättes i vårt experiment (14.1 um) och vår design (10, 64 um). Det risformade maximumet här är en viktig parameter i vårt system, nämligen avbildningsdjupet, som är ungefär 3 um. Detta djup är stort i jämförelse med 1 um bildbildningsupplösning (som noterats ovan, figur 2a3) och 10 um arbetsavstånd. Denna långfokale djupegenskap visas också i litteraturen. 16

Som ett annat exempel är figurerna 2b1–2b4 och 3b motsvarigheterna till ett "O" -mönster. Genom att följa stegen som beskrivs ovan och använda en "O" -källa för att skriva strukturen på silverytan, rekonstruerar vi "O" -bilden i både simulering och experiment. Den allmänna formen och bildens längdskala överensstämmer igen med designen, men stöta hörn finns fortfarande kvar. Den simulerade 'O' visas mellan z = 10 um och z = 13 um, och z- värdet för den tydligaste 'O' -bilden i experimentet är 14, 5 ± 1, 2 um. Hittills har vi visat att vågfronten av infrarött ljus genom ett undervåglängdshål kan manipuleras väl som önskat genom att tillverka ett lämpligt mönster av spår i metallfilmen.

Det finns två återstående punkter om våra experiment som måste betonas. Först kan man hävda att bredden och djupet hos spåren påverkar bildhöjden och därmed orsakar avvikelsen (14, 1 um mot vårt konstruerade värde på 10, 64 um). Emellertid visar simuleringarna och experimenten båda att bilden är okänslig för bredder och djup (se kompletterande information, avsnitt V för mer information). För det andra är det nödvändigt att använda en cirkulär polariserad incidens. Eftersom ytvågexcitering är polarisationsselektiv, dvs SPP: er exciteras mycket mer effektivt av p-polariserade vågor (med den elektriska komponenten i det infallande fältet parallellt med infallningsplanet), kan en cirkulärt polariserad incidens säkerställa att SPP: erna kan existera på hela ytan och därför läsa av hela ytstrukturen (se kompletterande information, avsnitt VI för detaljerad diskussion).

Som har visats i litteraturen fungerar 16 ytvågsholografi från region som sträcker sig från mikrovågor till synligt ljus utan några signifikanta skillnader i skriv- och läsningsprocesserna. Även om den elektromagnetiska ytvågen är våglängdsberoende (i både dess beståndsdelar 20 och dess spridningsförhållanden), är den enda faktorn som måste beaktas värdet på det effektiva brytningsindex för ytvågen. 16 I likhet med konventionell holografi kan skriv- och läsljusets våglängder vara olika. Vi kan till exempel använda en 1064-nm-laser för att göra ett 'L' -prov och en 1014-nm-laser för att rekonstruera en 'L' -bild, men i en position som skiljer sig från designvärdet och med en annan bildskala . I alla dessa frekvenser från mikrovågsugn till synligt ljus begränsar fortplantningsdämpningen av ytvågen (på grund av metallabsorptionsförlusten snarare än spridningsförlusten hos spåren) den holografiska prestandan väsentligt. Till exempel är utbredningslängderna för SPP: er i de synliga frekvenserna 10–100 um, medan de hål-upphetsade SPP: erna som reser cirka 9 um är tillräckliga för att ge en god rekonstruktion av bildmönster i vårt experiment (notera att den våglängd vi använder här är 1064 nm och att provstorleken skulle vara mindre när du flyttar till synliga frekvenser). Men i den ultravioletta regionen är den plasmoniska dämpningen stor och måste allvarligt beaktas i teorin.

Slutsatser

Vi har visat att infrarött ljus som passerar genom ett undervåglängdshål på en 240-nm tjock silverfilm kan manipuleras till en form av 'L' och en form av 'O' genom att snida lämpliga mönster av spår på den utgående ytan av silverfilm enligt ytvåg-holografimetoden. Dessa överraskande resultat indikerar att, till skillnad från den vanliga förväntningen, är ljusvågor genom ett undervåglängdshål på en tunn ogenomskinlig metallfilm ganska känsliga för ytdetaljer. Metoden med ytvåg-holografi gör det möjligt för oss att uppnå komplicerade vågfront-tekniska transportfunktioner i tredimensionellt rymd, särskilt i, men inte begränsat till, Fresnel-regionen där de konventionella optiska elementen uppför sig dåligt, bara genom att tillverka tvådimensionella ytstrukturer . Vi förväntar oss att detta koncept kan hitta applikationer inte bara i holografi 15 och plasmonisk konstruktionsdesign 16 utan också i avkänning och lagring av information.

Kompletterande information

Word-dokument

  1. 1.

    Kompletterande information

videoklipp

  1. 1.

    Kompletterande information

    film av L-provet (Movie_L.avi)

  2. 2.

    Kompletterande information

    film av O-provet (Movie_O.avi)

    Obs: Tilläggsinformation finns på webbplatsen Light: Science & Applications (// www.nature.com/lsa/).