金屬納米縫表面等離子體激元激發(fā)和光場圖樣形成的實驗研究.pdf

1、表面等離子體激元(SPPs)是金屬表面的自由振蕩電子與光子相互作用產(chǎn)生的沿金屬表面?zhèn)鞑サ碾娮邮杳懿?自從1998年美國Ebbesen科研小組在實驗上觀測到光在亞波長尺寸圓孔陣列上的異常透射現(xiàn)象以來，SPPs的光學(xué)特性及其豐富的物理機(jī)理，引發(fā)了人們極大的研究興趣。表面等離子體激元在超分辨率顯微鏡、光束聚焦、光彎曲、小型等離子體調(diào)制器等方面的研究已經(jīng)獲得了具有重要意義的應(yīng)用。表面等離子體激元光場操控是納米光子學(xué)的前沿課題，金屬納米縫結(jié)構(gòu)的表

2、面等離子體激元激發(fā)及光場圖樣形成是光場操控得以實現(xiàn)的關(guān)鍵因素。
　　在本學(xué)位論文中，我們利用遠(yuǎn)場散射顯微成像方法和傅里葉變換法開展了金屬納米縫表面等離子體激元激發(fā)及光場圖樣形成的實驗研究。實驗上，(1)搭建了帶有顯微物鏡的馬赫-增德爾干涉儀對散射SPP場進(jìn)行成像。通過對散射SPP場與參考光的干涉條紋作傅里葉變換，直接提取了SPP場的相位分布圖樣。使用線偏振光照射銀納米圓環(huán)縫和油浸銀納米螺旋線縫，分別在縫的中心區(qū)域產(chǎn)生了納米尺度的S

3、PP渦旋和SPP相位奇異線。(2)設(shè)計了能夠同時提供橫電(TE)偏振和橫磁(TM)偏振入射的L-形縫結(jié)構(gòu)樣品，并分別激發(fā)了光子模式和等離子體模式光波。使用CCD記錄了L-形縫結(jié)構(gòu)樣品產(chǎn)生的兩模式光波的干涉條紋圖樣，從干涉圖樣中獲得了兩模式光波的參數(shù)及光波對縫寬和傳播距離的依賴關(guān)系，根據(jù)條紋的對比度獲知了兩模式光波的偏振垂直關(guān)系。(3)在金膜表面加工了三個直徑為6微米、不同縫寬的金納米圓環(huán)縫樣品，在入射光保持豎直偏振不變的情況下，通過改變

4、檢偏器的偏振方向和參考光的偏振方向，分別記錄了總光場強(qiáng)度圖樣、水平偏振光場強(qiáng)度圖樣和豎直偏振光場強(qiáng)度圖樣，觀察了各散射圖樣隨縫寬的演化。理論上，(1)基于實驗數(shù)據(jù)，構(gòu)建了線偏振光入射下圓環(huán)縫激發(fā)的SPP場的經(jīng)驗表達(dá)式，通過嘗試計算的方法確定了銀圓環(huán)縫及油浸銀螺旋線縫激發(fā)的SPP場的經(jīng)驗表達(dá)式中的參量，解釋了銀圓環(huán)縫和油浸銀螺旋線縫SPP場中相位渦旋和相位奇異線形成的原因。(2)利用光場強(qiáng)度分布、相位分布與能流密度之間的關(guān)系，推導(dǎo)得出了環(huán)

5、繞渦旋中心附近的單光子動量、動量密度、軌道角動量和軌道角動量密度的表達(dá)式，并首次將它們應(yīng)用于SPP場，分析了SPP場中相位渦旋和奇異線的不均勻分布特性。(3)引入基爾霍夫近似下的散射理論并結(jié)合表面等離子體激元和柱面波的雜化波模型，分析了金屬隨機(jī)表面上光子模式光波和等離子體模式光波的散射過程，討論了散射對兩模式光波的影響，解釋了實驗上提取的兩模式光波波矢差異的原因。(4)通過將入射偏振分解為平行于和垂直于縫元方向的分量，并利用獲得的等離子

6、體模式和光子模式的光波參數(shù)，研究了由于兩種模式光波激發(fā)效率和初始相位不同所導(dǎo)致的合成光場橢偏性質(zhì)和偏振態(tài)轉(zhuǎn)換，提出了單縫元的偏振轉(zhuǎn)換器模型。通過對單縫元激發(fā)的光場矢量進(jìn)行定向分解，并利用光場隨傳播距離的變化，建立描述任意縫結(jié)構(gòu)激發(fā)光場干涉的矢量惠更斯-菲涅耳原理。數(shù)值模擬計算中，計算了圓環(huán)縫結(jié)構(gòu)產(chǎn)生的散射 SPP渦旋場，通過將計算結(jié)果與模擬結(jié)果對照，驗證了所建立的SPP激發(fā)場經(jīng)驗表達(dá)式的準(zhǔn)確性。利用矢量形式的惠更斯-菲涅爾原理，我們計算

7、了不同方向的偏振光場圖樣，同時驗證了該原理的靈活性。本論文共分六章。
　　第一章描述了表面等離子體激元的研究背景；表面等離子體激元的基本特性及其激發(fā)方式；表面等離子體激元光場的實驗探測方法；金屬表面納米縫結(jié)構(gòu)操控表面等離子體光場的研究進(jìn)展及其應(yīng)用；本論文的選題依據(jù)和研究內(nèi)容。
　　第二章報道了線偏振光照射下銀納米圓環(huán)縫產(chǎn)生的散射SPP場中的四相位渦旋結(jié)構(gòu)。使用帶有顯微物鏡的馬赫-增德爾干涉系統(tǒng)對散射 SPP場進(jìn)行成像，通過對

8、干涉強(qiáng)度圖樣作傅里葉變換直接獲得了散射SPP場的相位分布，在圓環(huán)縫的中心區(qū)域發(fā)現(xiàn)了一個四相位渦旋結(jié)構(gòu)。為了解釋四相位渦旋結(jié)構(gòu)形成的原因，提出了線偏振光入射下圓環(huán)縫激發(fā)的SPP場經(jīng)驗?zāi)Ｐ?，結(jié)合描述SPP傳播的惠更斯-菲涅爾原理嘗試計算了圓環(huán)縫產(chǎn)生的SPP光場分布。將計算結(jié)果與實驗結(jié)果作詳細(xì)對照，獲得了線偏振光入射下圓環(huán)縫激發(fā)的SPP源場振幅和相位的表達(dá)式。我們發(fā)現(xiàn)，線偏振光入射下銀納米圓環(huán)縫激發(fā)的SPP波隨方位角呈現(xiàn)出不均勻分布特點：隨著

9、方位角變化，振幅在一個常數(shù)基礎(chǔ)上以sin2ψ0變化，而相位以cos2ψ0變化，且相位變化的振幅為0.9(略大于π/4)，這意味著與水平激發(fā)波元相比，豎直激發(fā)波元有約π/2的相位延遲。最后，推斷得出散射SPP場中的四相位渦旋結(jié)構(gòu)圖樣是由于圓環(huán)縫激發(fā)了振幅和相位不均勻分布的SPP波元及其相互干涉形成的。本章建立的SPP激發(fā)場經(jīng)驗表達(dá)式有助于理解SPPs的激發(fā)特性和實際計算銀膜表面的SPP場分布。此外，也證明了遠(yuǎn)場散射成像方法是探測等離子體場

10、的有力方法。
　　第三章實驗研究了線偏振光照射下油浸銀納米螺旋線縫 SPP光波的奇異特性。在螺旋線縫的中心區(qū)域發(fā)現(xiàn)了六個非均勻分布的相位渦旋和一條相位奇異線。隨后構(gòu)建了油浸銀圓環(huán)縫輔助實驗來獲取SPP激發(fā)場的表達(dá)式，并利用描述SPP傳播的惠更斯-菲涅爾原理，探究了等離子體場中相位渦旋和相位奇異線形成的原因。從實驗圖樣和計算圖樣中發(fā)現(xiàn)雖然相位渦旋的平均拓?fù)浜山y(tǒng)一，但環(huán)繞渦旋中心附近的相位分布并不均勻。在渦旋點處，光場的實部零值線和虛

11、部零值線相互交叉，環(huán)繞渦旋點的等相線密度與兩零值線的夾角大小成反比。在相位奇異線處，實部零值線和虛部零值線幾乎重合，相位分布發(fā)生了兩個大約為π/2的突然變化。此外，渦旋中心附近光場的單光子動量、動量密度、軌道角動量和軌道角動量密度也呈現(xiàn)出不均勻分布的特點。這種特點表現(xiàn)為：(1)環(huán)繞渦旋中心，單光子動量大小和方向的分布都不均勻。即越靠近渦旋中心動量越大，在相位變化越快的位置動量越大；單光子動量的方向在離渦旋中心較近位置明顯偏離該點徑向矢量

12、的法線方向，且距離渦旋中心越遠(yuǎn)越接近其法線方向。(2)動量密度的大小與該點到渦旋中心的距離成正比。(3)軌道角動量隨方位角的變化分布不均勻，但在徑向方向基本保持恒定。(4)軌道角動量密度的大小與該點到渦旋中心距離的平方成正比。另外，相位奇異線兩端的單光子動量幾乎垂直穿過該奇異線，而在稍微遠(yuǎn)離相位奇異線的位置，單光子動量非常小。在奇異線的兩側(cè)區(qū)域，動量密度環(huán)繞兩端點轉(zhuǎn)動，會產(chǎn)生一個沿z方向的軌道角動量密度Lz。動量密度在奇異線右上側(cè)和左下

13、側(cè)產(chǎn)生的軌道角動量Lz方向相反，因此兩者會互相抵消。表面等離子體相位渦旋和相位奇異線的研究對實現(xiàn)納米尺度的操控及其相關(guān)應(yīng)用有重要意義。
　　第四章基于 L-形納米縫結(jié)構(gòu)的實驗結(jié)果，提取了光子模式和等離子體模式光波的參數(shù)并構(gòu)建了兩模式光波的表達(dá)式。在實驗上，采用馬赫-增德爾干涉儀作為散射顯微成像實驗裝置，寬度為300nm的L-形縫結(jié)構(gòu)作為樣品。利用 L-形縫結(jié)構(gòu)兩臂能夠同時提供 TE和TM入射的結(jié)構(gòu)優(yōu)勢，分別激發(fā)了光子模式和等離子體

14、模式光波。從兩模式光波的干涉條紋圖樣中，提取了相同條件下兩模式光波的參數(shù)包括初始振幅，傳播波矢和初始相位。光子模式和等離子體模式光波的波矢分量分別是：此處公式省略！兩模式光波的波矢差異導(dǎo)致它們在傳播過程產(chǎn)生了額外的相位延遲。通過引入基爾霍夫近似下的散射理論結(jié)合SPP波和準(zhǔn)柱面波的雜化波模型，我們解釋了兩模式光波波矢差異的原因。除此之外，分別從兩列波的干涉條紋和相位分布圖中，提取到了光子模式與等離子體模式光波的初始振幅比為n=0.81，初

15、始相位差異為△φ0=-2.34。我們在金膜上制作了半徑為6微米，縫寬為300nm的圓環(huán)縫樣品作為驗證實驗。將實驗結(jié)果與用惠更斯-菲涅爾原理計算的結(jié)果作對比，實驗得到的強(qiáng)度和相位圖樣與計算結(jié)果高度一致，驗證了實驗上所得參數(shù)的適用性。本章得出的光波表達(dá)式參數(shù)是兩模式光波激發(fā)、散射和干涉的綜合反映，對實現(xiàn)納米波場操控的金屬納米縫設(shè)計有極大的促進(jìn)作用。
　　第五章研究了散射成像光場隨縫寬的演化并構(gòu)建了線偏振光入射下金屬納米縫結(jié)構(gòu)的光場偏振

16、轉(zhuǎn)換器模型。實驗上，我們制作不同寬度的L-形縫結(jié)構(gòu)作為樣品，從樣品產(chǎn)生的光子模式和等離子體模式光波的干涉強(qiáng)度條紋圖樣中，獲得了不同寬度金屬納米縫激發(fā)的兩模式光波的參數(shù)。通過觀察條紋的對比度，獲知了兩模式光波的偏振垂直關(guān)系。我們發(fā)現(xiàn)隨納米縫寬度的變化，激發(fā)的光子模式和等離子體模式光波的參數(shù)不同：(1)在等離子體模式下，縫越窄，光波中的準(zhǔn)柱面波成分越少，導(dǎo)致其波矢分量越大；而在光子模式下，因為光波只有一個單獨成分，所以其波矢量不隨縫寬變化。

17、(2)等離子體模式下，光波的初始振幅隨縫寬變大呈現(xiàn)線性增長；而在光子模式下，由于截止縫寬的存在，只有當(dāng)縫的寬度大于或等于200nm時，光波的初始振幅才隨縫寬出現(xiàn)近似線性增長。(3)對于等離子體模式光波，較窄縫激發(fā)光波的初始相位領(lǐng)先于較寬縫激發(fā)光波的初始相位；與之相反，對于光子模式光波，較寬縫激發(fā)光波的初始相位領(lǐng)先于較窄縫激發(fā)光波的初始相位。隨后，通過將入射偏振分解為沿縫元方向和垂直于縫方向的分量，研究了合成光場的偏振態(tài)與入射偏振的差異，

18、提出了單縫元的偏振轉(zhuǎn)換器模型?；讷@得的光波參數(shù)及其兩模式光波的偏振垂直關(guān)系，構(gòu)建了描述任意縫結(jié)構(gòu)激發(fā)光場干涉的矢量惠更斯-菲涅爾原理。實驗上制作了不同寬度的圓環(huán)縫樣品，首次系統(tǒng)地研究了圓環(huán)縫產(chǎn)生的x方向偏振、y方向偏振和總強(qiáng)度圖樣隨縫寬的演化。偏振圖樣隨縫寬的演化特性表明，一個復(fù)雜金屬納米縫結(jié)構(gòu)可以起到SPP偏振圖樣轉(zhuǎn)換器的作用。計算結(jié)果與實驗結(jié)果的高度吻合驗證了我們所構(gòu)建模型的精確性。
　　第六章，總結(jié)了本學(xué)位論文所取得的成果