Overflate plasmon polariton - Surface plasmon polariton

Surface plasmon polaritons ( SPPs ) er elektromagnetiske bølger som beveger seg langs et metall - dielektrisk eller metall-luft-grensesnitt, praktisk talt i den infrarøde eller synlige frekvensen. Uttrykket "overflateplasmon polariton" forklarer at bølgen involverer både ladningsbevegelse i metallet (" overflateplasmon ") og elektromagnetiske bølger i luften eller dielektrisk (" polariton ").

De er en type overflatebølge , styrt langs grensesnittet på omtrent samme måte som lys kan styres av en optisk fiber. SPP er kortere i bølgelengde enn det innfallende lyset (fotoner). Derfor kan SPPs ha strammere romlig inneslutning og høyere lokal feltintensitet . Vinkelrett på grensesnittet har de inneslutning under bølgelengdeskala. En SPP vil forplante seg langs grensesnittet til energien går tapt enten til absorpsjon i metallet eller spredning i andre retninger (for eksempel i fritt rom).

Anvendelse av SPP muliggjør subbølgelengdeoptikk i mikroskopi og litografi utenfor diffraksjonsgrensen . Det muliggjør også den første mikromekaniske måling av steady-state av selve en grunnleggende egenskap: lysets momentum i et dielektrisk medium. Andre applikasjoner er fotonisk datalagring, lysgenerering og biofotonikk.

Spenning

Figur 1: (a) Kretschmann og (b) Otto-konfigurasjon av et dempet totalrefleksjonsoppsett for kobling av overflateplasmoner. I begge tilfeller forplantes overflateplasmonet langs metall / dielektrisk grensesnitt
Figur 2: Gitterkobling for overflateplasmoner. Bølgevektoren økes med romlig frekvens

SPP kan bli begeistret av både elektroner og fotoner. Eksitasjon av elektroner er opprettet ved å skyte elektroner i hovedparten av et metall. Når elektronene sprer seg, overføres energi til bulkplasmaet. Komponenten i spredningsvektoren parallelt med overflaten resulterer i dannelsen av et overflateplasmon polariton.

For at et foton skal opphisse en SPP, må begge ha samme frekvens og momentum. Imidlertid, for en gitt frekvens, har et fritt romfoton mindre momentum enn et SPP fordi de to har forskjellige spredningsforhold (se nedenfor). Dette momentum mismatch er grunnen til at en ledig foton fra luft ikke kan kobles direkte til en SPP. Av samme grunn er en SPP på en glatt metalloverflate ikke kan avgi energi som en frirommet foton i den dielektriske (hvis dielektrikum er uniform). Denne inkompatibiliteten er analog med mangelen på overføring som oppstår under total intern refleksjon .

Likevel kan kopling av fotoner til SPP oppnås ved hjelp av et koblingsmedium som et prisme eller gitter for å matche foton- og SPP-bølgevektorene (og dermed matche deres momenta). Et prisme kan plasseres mot en tynn metallfilm i Kretschmann-konfigurasjonen eller veldig nær en metalloverflate i Otto-konfigurasjonen (figur 1). En gitterkobler matcher bølgevektorene ved å øke den parallelle bølgevektorkomponenten med et beløp relatert til gitterperioden (figur 2). Denne fremgangsmåten, mens mindre hyppig benyttet, er kritisk for den teoretiske forståelse av effekten av overflateujevnheter . Videre gir enkle isolerte overflatefeil som et spor, en spalte eller en korrugering på en ellers plan overflate en mekanisme der frirumstråling og SP-er kan utveksle energi og dermed sammenkobles.

Felter og spredningsforhold

Egenskapene til en SPP kan være avledet fra Maxwells ligninger . Vi bruker et koordinatsystem der metall – dielektrisk grensesnitt er planet, med metall ved og dielektrisk ved . De elektriske og magnetiske feltene som en funksjon av posisjon og tid t er som følger:

hvor

  • n angir materialet (1 for metallet at eller 2 for dielektriket ved );
  • ω er vinkelfrekvensen til bølgene;
  • den er + for metallet, - for dielektrikumet.
  • er x - og z- komponentene til den elektriske feltvektoren, er y- komponenten til magnetfeltvektoren, og de andre komponentene ( ) er null. Med andre ord er SPP alltid TM ( tverrmagnetiske ) bølger.
  • k er bølgevektoren ; det er en kompleks vektor, og når det gjelder en tapsfri SPP, viser det seg at x- komponentene er reelle og z- komponentene er imaginære - bølgen svinger langs x- retningen og forfaller eksponentielt langs z- retningen. er alltid den samme for begge materialer, men er generelt forskjellig fra
  • , hvor er permittiviteten til materiale 1 (metallet), og c er lysets hastighet i vakuum . Som diskutert nedenfor kan dette også skrives .

En bølge av dette skjemaet tilfredsstiller Maxwells ligninger bare forutsatt at følgende ligninger også holder:

og

Å løse disse to ligningene er spredningsforholdet for en bølge som forplantes på overflaten

Figur 3: Tapfri dispersjonskurve for plasmon polaritons overflate. Ved lav k nærmer seg overflatens plasmonkurve (rød) fotonkurven (blå)

I den frie elektronmodellen til en elektrongass , som forsømmer demping, er den metalliske dielektriske funksjonen

der bulkplasmafrekvensen i SI-enheter er

hvor n er elektrondensiteten, e er ladningen til elektronet, m er den effektive massen til elektronet og er permittiviteten til fritt rom. Den dispersjon forholdet er plottet i figur 3. Ved lav k , SPP oppfører seg som et foton, men som k øker, dispersjonsrelasjon bøyer seg om og når en asymptotisk grense kalles "overflateplasma frekvens". Da spredningskurven ligger til høyre for det lys linje, ω = kc , har SPP en kortere bølgelengde enn det frie rom stråling slik at ut-av-plan-komponenten i SPP bølgevektor er rent imaginære og oppviser svinn forråtnelse . Overflatenes plasmafrekvens er asymptoten til denne kurven, og er gitt av

Når det gjelder luft, forenkles dette resultatet til

Hvis vi antar at ε 2 er ekte og ε 2 > 0, må det være sant at ε 1 <0, en tilstand som er oppfylt i metaller. Elektromagnetiske bølger som passerer gjennom et metall, opplever demping på grunn av Ohmiske tap og elektron-kjerne-interaksjoner. Disse effektene viser seg som en imaginær komponent i den dielektriske funksjonen . Den dielektriske funksjonen til et metall uttrykkes ε 1 = ε 1 ′ + iε 1 ″ hvor ε 1 ′ og ε 1 ″ er de reelle og imaginære delene av henholdsvis den dielektriske funksjonen. Generelt | ε 1 | >> ε 1 ″ slik at bølgetallet kan uttrykkes i form av dets virkelige og imaginære komponenter som

Bølgevektoren gir oss innsikt i fysisk meningsfulle egenskaper til den elektromagnetiske bølgen, slik som dens romlige utstrekning og koblingskrav for bølgevektormatching.

Forplantningslengde og huddybde

Når en SPP forplantes langs overflaten, mister den energi til metallet på grunn av absorpsjon. Intensiteten til overflateplasmonet forfaller med kvadratet til det elektriske feltet , så på en avstand x har intensiteten redusert med en faktor på . Forplantningslengden er definert som avstanden for at SPP-intensiteten skal forfalle med en faktor 1 / e . Denne tilstanden er oppfylt på en lengde

På samme måte faller det elektriske feltet av vinkelrett vinkelrett på metalloverflaten. Ved lave frekvenser, er det SPP inntrengningsdybde i metall vanligvis tilnærmes ved hjelp av skinndybden formel. I dielektrikumet vil feltet falle av mye langsommere. Forfallslengdene i metall og dielektrisk medium kan uttrykkes som

hvor jeg indikerer forplantningsmediet. SPP er veldig følsomme for små forstyrrelser i huddybden, og på grunn av dette brukes SPP ofte til å undersøke inhomogeniteter av en overflate.

Animasjoner

Eksperimentelle applikasjoner

Nanofabrikerte systemer som utnytter SPP viser potensial for å designe og kontrollere forplantning av lys i materie. Spesielt kan SPPs brukes til å kanalisere lys effektivt til nanometer skala volumer, noe som fører til direkte modifisering av resonansfrekvensdispersjonsegenskaper (vesentlig krymper lysets bølgelengde og hastigheten til lyspulser), så vel som feltforbedringer som er egnet for å muliggjøre sterke interaksjoner med ikke-lineære materialer . Den resulterende forbedrede lysfølsomheten for eksterne parametere (for eksempel et påført elektrisk felt eller den dielektriske konstanten til et adsorbert molekylærlag) viser stort løfte for applikasjoner i sensing og bytte.

Nåværende forskning fokuserer på design, fabrikasjon og eksperimentell karakterisering av nye komponenter for måling og kommunikasjon basert på plasmoniske effekter i nanoskala. Disse enhetene inkluderer ultrakompakte plasmoniske interferometre for applikasjoner som biosensing , optisk posisjonering og optisk svitsjing, samt de enkelte byggesteinene (plasmonkilde, bølgeleder og detektor) som trengs for å integrere en høybåndbredde, infrarød frekvens plasmonisk kommunikasjonskobling på en silisiumbrikke.

I tillegg til å bygge funksjonelle enheter basert på SPP-er, ser det ut til å være mulig å utnytte spredningsegenskapene til SPP-er som reiser i begrensede metallo-dielektriske rom for å lage fotoniske materialer med kunstig skreddersydde optiske bulkegenskaper, ellers kjent som metamaterialer . Kunstige SPP-moduser kan realiseres i mikrobølge- og terahertz- frekvenser av metamaterialer; disse er kjent som spoof overflateplasmoner .

Eksitasjon av SPPs brukes ofte i en eksperimentell teknikk kjent som overflateplasmonresonans (SPR). I SPR oppdages maksimal eksitasjon av overflateplasmoner ved å overvåke den reflekterte effekten fra en prismekobler som en funksjon av innfallsvinkel , bølgelengde eller fase .

Overflateplasmonbaserte kretser, inkludert både SPPer og lokaliserte plasmonresonanser , er blitt foreslått som et middel for å overvinne størrelsesbegrensningene til fotoniske kretser for bruk i nano-enheter med høy ytelse for databehandling.

Evnen til dynamisk å kontrollere plasmoniske egenskaper til materialer i disse nano-enhetene er nøkkelen til deres utvikling. En ny tilnærming som bruker plasmon-plasmon-interaksjoner har blitt demonstrert nylig. Her induseres eller undertrykkes plasmonresonansen for å manipulere forplantningen av lys. Denne tilnærmingen har vist seg å ha et høyt potensial for manipulering av nanoskala og utvikling av en fullt CMOS-kompatibel elektrooptisk plasmonisk modulator.

CMOS-kompatible elektrooptiske plasmoniske modulatorer vil være nøkkelkomponenter i fotoniske kretser på chip-skala.

I overflate andre harmoniske generasjon , er det andre harmoniske signalet proporsjonalt med kvadratet til det elektriske feltet. Det elektriske feltet er sterkere ved grensesnittet på grunn av overflateplasmonet som resulterer i en ikke-lineær optisk effekt . Dette større signalet blir ofte utnyttet for å produsere et sterkere andre harmonisk signal.

Bølgelengden og intensiteten til plasmonrelaterte absorpsjons- og emisjonstopper påvirkes av molekylær adsorpsjon som kan brukes i molekylære sensorer. For eksempel er det produsert en fullt operativ prototypeinnretning som oppdager kasein i melk. Enheten er basert på overvåking av endringer i plasmonrelatert absorpsjon av lys med et gulllag.

Materialer som brukes

Overflateplasmon polaritoner kan bare eksistere ved grensesnittet mellom et materiale med positiv permittivitet og et negativt permittivitetsmateriale. Det positive permittivitetsmaterialet, ofte kalt dielektrisk materiale , kan være hvilket som helst gjennomsiktig materiale som luft eller (for synlig lys) glass. Materialet med negativ permittivitet, ofte kalt plasmonisk materiale , kan være et metall eller annet materiale. Det er mer kritisk, siden det har en stor effekt på SPPs bølgelengde, absorpsjonslengde og andre egenskaper. Noen plasmoniske materialer blir diskutert neste.

Metaller

For synlig og nær-infrarødt lys er de eneste plasmoniske materialene metaller, på grunn av deres overflod av frie elektroner, noe som fører til høy plasmafrekvens . (Materialer har negativ reell permittivitet bare under plasmafrekvensen.)

Dessverre lider metaller av ohmsk tap som kan forringe ytelsen til plasmoniske enheter. Behovet for lavere tap har ført til forskning som tar sikte på å utvikle nye materialer for plasmonics og optimalisere avsetningsforholdene til eksisterende materialer. Både tapet og polariserbarheten til et materiale påvirker dets optiske ytelse. Kvalitetsfaktoren for en SPP er definert som . Tabellen nedenfor viser kvalitetsfaktorer og SPP-formeringslengder for fire vanlige plasmoniske metaller; Al, Ag, Au og Cu avsatt ved termisk fordampning under optimerte forhold. Kvalitetsfaktorene og SPP-forplantningslengden ble beregnet ved hjelp av de optiske dataene fra Al- , Ag- , Au- og Cu- filmene.

Bølgelengderegime Metall
Ultrafiolett (280 nm) Al 0,07 2.5
Synlig (650 nm) Ag 1.2 84
Cu 0,42 24
Au 0,4 20
Nær-infrarød (1000 nm) Ag 2.2 340
Cu 1.1 190
Au 1.1 190
Telekom (1550 nm) Ag 5 1200
Cu 3.4 820
Au 3.2 730

Sølv viser de laveste tapene av nåværende materialer i både de synlige, nærinfrarøde (NIR) og telekombølgelengdene. Gull og kobber fungerer like bra i det synlige og NIR med kobber som har en liten fordel ved telekommunikasjonsbølgelengder. Gull har fordelen i forhold til både sølv og kobber av å være kjemisk stabil i naturlige miljøer, noe som gjør det godt egnet for plasmoniske biosensorer. Imidlertid øker en interbåndovergang ved ~ 470 nm tapene i gull ved bølgelengder under 600 nm. Aluminium er det beste plasmoniske materialet i ultrafiolett regime (<330 nm) og er også CMOS-kompatibelt sammen med kobber.

Andre materialer

Jo færre elektroner et materiale har, jo lavere (dvs. lengre bølgelengde) blir plasmafrekvensen . Derfor, ved infrarøde og lengre bølgelengder, finnes det også forskjellige andre plasmoniske materialer i tillegg til metaller. Disse inkluderer gjennomsiktige ledende oksider , som har typisk plasmafrekvens i NIR - SWIR infrarøde område. Ved lengre bølgelengder kan halvledere også være plasmoniske.

Noen materialer har negativ permittivitet ved visse infrarøde bølgelengder relatert til fononer i stedet for plasmoner (såkalte reststrahlen- bånd ). De resulterende bølgene har de samme optiske egenskapene som overflateplasmon polaritons, men kalles med et annet begrep, overflatefonon polaritons .

Effekter av ruhet

For å forstå effekten av ruhet på SPP, er det gunstig å først forstå hvordan en SPP er koblet til et gitter Figur 2 . Når en foton innfaller på en overflate, er bølgevektoren til fotonet i det dielektriske materialet mindre enn for SPP. For at fotonet kan kobles til en SPP, må bølgevektoren øke med . Gitteret harmoniske av en periodisk gitter gi ytterligere moment parallelt med den bærende grensesnitt for å samsvare med termene.

hvor er ristens bølgevektor, er innfallsvinkelen til det innkommende fotonet, a er gitterperioden, og n er et helt tall.

Grove overflater kan betraktes som en superposisjon av mange gitter av forskjellige periodiske egenskaper. Kretschmann foreslo at en statistisk korrelasjonsfunksjon ble definert for en grov overflate

hvor er høyden over den gjennomsnittlige overflatehøyden på posisjonen , og er integrasjonsområdet. Forutsatt at den statistiske korrelasjonsfunksjonen er Gaussisk av formen

hvor er roten gjennomsnittlig kvadrat høyde, er avstanden fra punktet , og er korrelasjonslengden, så er Fourier-transformasjonen av korrelasjonsfunksjonen

hvor er et mål på mengden av hver romfrekvens som hjelper å koble fotoner til et overflateplasmon.

Hvis overflaten bare har en Fourier-komponent av ruhet (dvs. overflateprofilen er sinusformet), så er den diskret og eksisterer bare ved , noe som resulterer i et enkelt smalt sett med vinkler for kobling. Hvis overflaten inneholder mange Fourier-komponenter, blir kobling mulig i flere vinkler. For en tilfeldig overflate, blir kontinuerlig og utvalget av koblingsvinkler utvides.

Som nevnt tidligere er SPP ikke-strålende. Når en SPP reiser langs en grov overflate, blir den vanligvis strålende på grunn av spredning. The Surface Scattering Theory of light tyder på at den spredte intensiteten per fast vinkel per hendelsesintensitet er

hvor er strålingsmønsteret fra en enkelt dipol ved metall / dielektrisk grensesnitt. Hvis overflateplasmoner blir begeistret i Kretschmann-geometrien og det spredte lyset blir observert i innfallsplanet (fig. 4), blir dipolfunksjonen

med

hvor er polarisasjonsvinkelen og er vinkelen fra z -aksen i xz -planet. To viktige konsekvenser kommer ut av disse ligningene. Den første er at hvis (s-polarisering), da og det spredte lyset . For det andre har det spredte lyset en målbar profil som lett korreleres med ruheten. Dette emnet behandles nærmere under henvisning.

Se også

Merknader

Referanser

Videre lesning

Eksterne linker