用于紧凑感测的纳米结构等离子体干涉仪外文翻译资料

英语原文共 7 页，剩余内容已隐藏，支付完成后下载完整资料

用于紧凑感测的纳米结构等离子体干涉仪

沈孟 王明 周静 杜兰 邓才松

收到：2016年4月21日/接受：2016年6月14日

2016年纽约#Springer Science Business Media

摘要

随着时代的发展和进步,纳米尺度下的电子器件的进一步集成化 变得越来越困难,随之产生的巨大能耗对器件运行速度和性能提升的影响也变得越来越难以克服。基于光子运动的光子器件给人们带来 了解决问题的希望。光子晶体可以控制光子运动的新结构材料的出现有望将这一希望变成现实。由于光子晶体在自发辐射抑制、波导及集 成光路等方面的潜在优点,人们期望把它广泛应用于未来的光电集成 器件,以便生产出尺寸更小、集成度更高和处理速度更快的产品。不 过目前光子晶体的应用大多仍处于理论研究和实验阶段 , 真正做 到产业化的很少, 主要原因在于光子晶体的制作工艺成本高、耗时长 , 仍仅适用于实验室研究所用。因此为满足产业化的需要,高性能 、低价格、大面积的光子晶体的制作日益成为光子晶体研究领域 的热点之一。

我们报告了由金膜上图案化的半圆形凹槽和孔组成的新型等离子体干涉测量传感器的设计，仿真和特性。 提出这种结构形成双臂，三光束，平面等离子体激元干涉仪。 通过将提出的等离子体激光干涉仪与有限差分时间（FDTD）数值算法相结合，我们发现设计的等离子体结构的传输光谱可以通过改变臂长和槽数来轻松定制。 基于原理，反射指数感测的特点也通过仿真证明。 这些结果表明，这种简单，高效，可控的方案具有高对比度，窄线宽和大幅度的独特特征，这对于开发多光谱和非常紧凑的生物化学传感器是有希望的。

关键词:

孔径， 半圆形纳米线，有限差分时域

引言

金属纳米结构在过去十年中一直是强烈研究的焦点，因为它们通过局部表面等离子体共振（LSPR）的激发或表面等离子体激元（SPP）的传播在亚波长范围内集中和操纵光的独特的光学性质[ 1-3]。由于固有的强约束和定位特性，SPP，耦合到金属 - 电介质界面处的相干电荷振荡的电磁波对电介质环境的局部折射率变化敏感[4-7]。这个属性导致了化学和生物传感的发展[8,9]。等离子体激光共振和等离子体激发的透明度的努力由于其窄的线宽而产生了相当大的兴趣，而它们遭受相对低的光谱对比度和弱辐射暗模式的弱共振强度[10-15]。因此，在全光子等离激元开关和调制器中已经应用了大量的干涉测量方案，并且被认为对于敏感的无标签感测应用是有希望的[16,17]。近来，表面等离子体干涉测量技术被认为是控制等离子体生物传感的质谱线形状的有前景的新技术[18-22]。与常规表面等离子体共振（SPR）技术中基于棱镜的Kretschmann配置相比，等离子体激元干涉仪提供了系统小型化和低成本生产的机会。最近，Jing等开发了一种纳米级等离子体干涉仪，由两个在银膜上狭缝侧面的凹槽组成[22]。该新颖的纳米结构能够在宽波长范围内提取分析物的分散关系。然而，仍然需要改进几种基本等离子体特性来优化等离子体传感器性能：窄谱线宽，高光谱对比度，大振幅。

在本文中，我们设计了一种纳米级等离子体干涉仪，以适当调整通过SPP干涉获得的等离子体线形状。所提出的装置具有简单的结构设计，其包括由金膜上图案化的两个半圆形纳米线围绕的中心孔。两个半圆形纳米凹槽将正常入射的白光光束散射成多频SPP，在金属/电介质界面处往相反方向传播。两个SPP波干扰直接通过孔径传播的光，从而导致远场传输的调制。有限差分时域（FDTD）方法用于验证提出的设计。仿真结果表明我们的方案为等离子体激光干涉仪的感测能力提供了可调性。此外，本工作提出的结构具有对比度高，结构简单，尺寸紧凑的优点。

结构设计与仿真设计

图1a示出了设计的等离子体干涉仪的示意图，其由包含纳米孔的300nm厚的金膜组成，该纳米孔被具有不同半径的两个纳米图案的半圆形凹槽包围。纳米孔径r的半径为300nm。槽宽w和深度d分别为200和50nm。这里提出的SPP干涉模型被开发用于预测等离子体激光干涉仪的光学响应，扩展了处理凹槽衍射和SPP干涉的报告模型。模拟结果表明，透射强度取决于波长，凹槽孔径间隔距离（即两个干涉仪臂的长度），凹槽数量和折射率。

如图所示。如图1b所示，入射在左侧半圆形凹槽上的光产生向中心纳米孔径传播的SPP。在孔径的位置，对于每个频率，具有复振幅ESPP1的SPP将与直接通过孔传输的相干光束干涉。同时，入射到右槽的光也激发具有振幅ESPP2的SPP，沿着金属表面传播并干扰直接传输的光束和其他SPP波。这里，两个半圆沟槽作为高效的SPP耦合器以及聚焦透镜[24]。通过双臂等离子体干涉仪的纳米孔径产生的总透射强度可以写成如下：(1)

其中IS是直接通过隔离孔径传输的光强度，下标1和2分别表示源自左右半圆沟槽的SPP贡献，beta;1,2是通过每个凹槽衍射散射的SPP激发的效率， 这与凹槽的几何形状有关，phi;1,2是SPP的总相移，其包括与金属表面的传播和吸收以及在凹槽处的SPP激发相关的复合相：(2)

其中lambda;是入射光束的波长，R1,2是半圆形槽的半径（即中间半圆槽与孔的中心之间的距离），是SPP的有效折射率，其中是金属的复介电常数，n是介电材料的折射率，是通过凹槽散射最初的额外的相位偏移。为了检验多个几何参数与器件特性的相互作用，我们的数值分析采用FDTD商业软件包（Lumerical Solution Inc.）。在FDTD三维（3D）计算中，平面波通常从顶部入射并沿着x轴偏振，如图1b所示，在模拟域的所有方向上应用完美匹配层（PML）边界条件。考虑到所提出的模型的尺寸，使用自动非均匀适形网格技术进行模拟，并且孔径区域的网格尺寸设置为4nm。理论上，只要网格尺寸小于lambda;/ 10，计算结果是可以接受的。通过多因子模型拟合实验数据，对金的光学响应进行了建模[25]。

模拟结果与讨论

干涉仪传播光谱对臂长的依赖性

利用基于FDTD的方法，模拟了具有不同臂长度（R1和R2）的所提出的干涉仪的透射光谱。图2示出了在具有固定的R1 =0.97mu;m和变化的R2（1.5-9mu;m，以25nm的步长）的水环境中通过一系列等离子体干涉仪的孔径传输的归一化的每孔径光强度的模拟彩色图，作为波长（500-850nm）的函数。根据增加的R2，通过堆叠质子干涉仪的归一化透射光谱（图2中的垂直灰色框）构建该色彩图。对于等离子体激光干涉仪的透射强度的颜色（即IT / IS），具有孔径间隔距离和波长的特定组合。对于较大的R2，在光谱（垂直切割）中存在更多的峰和谷，这导致半最大值处的较小全宽（FWHM）。发现随着右臂长度R2的增加，透射强度增加，但对于较长的等离子体激光器，趋于降低。前者增加来自beta;2增加，较大的R2，这导致SPP从半圆槽更多的激发。由于金属中的吸收损失，由较长的质子干涉仪产生的SPP的振幅被衰减，因此干扰传输不太明显。如图所示。在图2c中，对于给定的入射波长，水平切割（例如在700.6nm，如图2a中的水平灰框所示）可以描述作为臂长度R2的函数的强度分布。因此，通过将项beta;1eiphi;1设定为常数。 （1）并使用公式（2），我们可以推导出归一化发射强度的表达式，可以描述如下：

如该方程式所示，强度最大值和最小值之间的差异可以表示为与R2的右半圆槽（beta;2）的SPP激发效率成比例，并且振荡周期是SPP的波长。 使用公式lambda;SPP=lambda;/ nSPP，可以将SPP的波长计算为500.4nm，与500nm的模拟结果吻合良好。 理论和模拟之间的小差异占模拟中扫描参数（R2）的数量。 这说明了设备的工作原理。 垂直切割，如图所示。 2b表示用于R1 =0.97mu;m和R2 =4.1mu;m的等离子体干涉仪的归一化透射光谱。透射通过给定等离子体干涉仪的光强度可以根据入射波长而增强或抑制。

槽数对透射光谱的影响

图3a示出了具有不同数量的半圆形凹槽的等离子体干涉仪的传输光谱，以及在这里选择R1 = 0.97和R2 =4.1mu;m的等离子体干涉仪。 仔细确定槽周期P，使得在每个凹槽处发射的SPP在感兴趣的光谱区域中大致相位地相加，产生指向中心的强传播SPP波。 周期可以通过以下简单表达式计算[26]：

其中lambda;0是光谱区域的中心波长。周期性为430nm。我们使用等式C =（Imax - Imin）/（Imax Imin）来量化干涉对比度C，其中Imax和Imin分别是干涉条纹的相邻强度最大值和最小值。如模拟结果所示，对于槽号为1,2,3,4,5和6的干涉仪，干涉对比分别为0.73,0.84,0.86,0.88,0.86和0.85。发现具有多个凹槽的干涉仪获得较高的干涉强度。对于两侧四个凹槽的干涉仪，干涉对比度达到最高值0.87。然而，当谐振布喇格散射仅仅有效地产生特定波长的SPP时，干扰对比度减小。图3b，3e分别示出了四个沟槽的干涉峰值和谷波长处的电场分布。可以在中心孔径位置清晰地看到强光透射和亮光消除，分别对应于建设性和破坏性的干扰。 | Ex |的计算场分布和| Ez |组件也显示在图1中。它清楚地表明了| Ex |组件在确定增强的光透射和通过干涉仪的抑制方面起主要作用。

为了进一步了解提出的等离子体结构的特征，还模拟了仅具有左臂（仅右臂）的干涉仪进行比较。所有这三个样品都配有四个凹槽。如图所示。如图4所示，双臂干涉仪由于添加第二臂引起的三光束干扰而保持高对比度和FWHM之间的平衡。

感知属性

众所周知，SPP可用于通过监测其光谱变化来感测环境的折射率（n）变化。 等离子体激元传感器的灵敏度（S）由下式确定:

其中△lambda;是由纳米结构周围的样品的折射率变化△n导致的峰值波长的光谱偏移[27]。在这种情况下，当n从1.331变化到1.352时，我们已经计算出我们的两个等离子体结构的光响应，分别为R2 = 4.1和9mu;m。如图所示。如图5a所示，随着液体折射率的增加，R2 =4.1mu;m的等离子体结构的干涉图案发生红移，峰值位置的强度也得到加强。对于图2所示的两种结构。如图5b所示，峰值波长红移较早，随着周围电介质的折射率增加。 R2 =4.1mu;m结构的灵敏度估计为441.2RIU / nm，当R2 =9mu;m时，其灵敏度为428.7RIU / nm。在宽光谱范围内发生的信号变化构成了该干涉仪传感器的独特优势。评估纳米级传感器整体性能的另一个广泛使用的参数是品质因数

其定义为折射率灵敏度除以感测峰线宽[28]。 R2 =4.1mu;m的等离子体干涉仪的FOM值计算为19，当R2 =9mu;m时，其值为24。 为了利用这种传感器的属性进行需要强度询问的传感方案，我们使用品质因数（FOM *）来评估所提出的结构的性能，这被定义为[29]：

这里，△I是固定波长的光强度变化，I0是传感器在水中的基准透射强度。 不同反射指数的相对强度变化（△I / I0）如图1所示。 5c，值得注意的是，一些波长在发射光强度上没有显示出任何显着的变化。 对于R2 = 4.1mu;m的干涉仪，最大相对强度变化在669.6 nm的波长下实现，其计算值可达214.6%。在下图中，我们的等离子体结构的ROM =9mu;m的FOM *可以在681.7nm的波长下达到165.4，并且在波长669.6nm处，R2 =4.1mu;m结构的FOM *可以达到145.2。 因此，提出的等离子体干涉仪结构为潜在的应用提供了良好的传感能力。

结论

总之，我们提出了一种新颖的简单等离子体干涉仪设计，可以灵活地控制干扰SPP的相位和幅度。 有限差分时域（FDTD）数值算法的计算结果表明，干涉透射光谱主要受双臂长度，槽数和背景折射率的影响。 我们通过小而简单的等离子体结构实现了高对比度，大幅度和窄线宽。 我们提出的结构的一个例子是FOM *值高达165.4。 这表现出良好的感测性能，表明低成本和紧凑的便携式生物传感设备和其他光学应用的某些潜力。

图1a等离子体激元干涉仪的示意图。 b侧视图和干涉仪结构的工作原理

图 2 a通过R1 = 0.97mu;m的几个等离子体干涉仪的孔径传输的归一化光强度的模拟2D彩色图，作为右臂长度R2和波长lambda;的函数。 b等离子体激光干涉仪的归一化透射光谱，R1 =0.97mu;m，R2 =4.1mu;m。 c对于固定波长，归一化的透射光谱作为右臂长度R2的函数

图 3 a具有从1到6的数量增加的半圆槽的干涉仪的透射光谱。b在干涉峰和谷波长处的计算电场分布。 计算| Ex | 和| Ez | 干扰峰值波长的分布分别绘制在c和d中。 e干涉波谷波长处的计算电场分布。 计算| Ex | 和| Ez | 在干扰谷波长处的分布绘制在f和g中

图4具有双臂，仅左臂和右臂的干涉仪的透射光谱

图5 a干涉仪的不同折射率的归一化透射光谱。 b作为金属/电介质界面处的折射率的函数的峰值波长。 c不同折射率的相对强度变化。 d计算的FOM *作为两个干涉仪的波长的函数

致谢

这项工作得到了国家自然科学基金委（NSFC）（61178044，51405240）和江苏省自然科学基金（BK20140925）的支持。

参考文献

• • 1. Genet C, Ebbesen TW (2007) Light in tiny holes. Nature 445:39
    2. Schuller JA, Barnard ES, Cai W, Jun YC, White JS, Brongersma ML (2010) Plasmonics for extreme light concentration and manipulation. Nat Mater 9:193
    3. Maier SA (2007) Plasm

       剩余内容已隐藏，支付完成后下载完整资料

       ---

       资料编号：[28450]，资料为PDF文档或Word文档，PDF文档可免费转换为Word