超分辨率納米聚焦系統(tǒng)設(shè)計(jì)

蘇明生 張永軒 孟春麗 王海鳳

文章編號(hào)： 1005-5630（2018）06-0061-04

摘要： 納米尺寸的聚焦光斑在光存儲(chǔ)、光學(xué)成像等領(lǐng)域有著重要的作用，為此設(shè)計(jì)了一種近場(chǎng)聚焦系統(tǒng)來(lái)獲得超分辨率納米聚焦光斑。系統(tǒng)中使用縱向偏振光做光源，用于激發(fā)光學(xué)天線產(chǎn)生表面等離子體增益，形成納米光斑。分析了不同材料和尺寸的光學(xué)天線對(duì)超分辨率聚焦的影響，進(jìn)而設(shè)計(jì)由合適的材料和結(jié)構(gòu)構(gòu)成的光學(xué)天線，實(shí)現(xiàn)10 nm直徑的聚焦光斑。

關(guān)鍵詞： 超分辨率聚焦; 縱向偏振光; 光學(xué)天線

中圖分類(lèi)號(hào)： O 53文獻(xiàn)標(biāo)志碼： Adoi： 10.3969/j.issn.1005-5630.2018.06.010

引言

隨著微納米技術(shù)的高速發(fā)展，人們對(duì)信息的需求迅速增加，傳統(tǒng)的光學(xué)聚焦系統(tǒng)面臨著巨大的挑戰(zhàn)，如光學(xué)存儲(chǔ)技術(shù)[1]、光刻技術(shù)[2]、光學(xué)成像技術(shù)[3]等，這些都面臨著突破衍射極限的問(wèn)題。由于衍射效應(yīng)的影響，傳統(tǒng)的聚焦點(diǎn)的大小或發(fā)射光束的直徑通常被限制在波長(zhǎng)范圍內(nèi)。因此，基于突破衍射極限的超分辨率納米聚焦系統(tǒng)設(shè)計(jì)成為現(xiàn)代光學(xué)的一個(gè)重要課題。目前實(shí)現(xiàn)超分辨率成像的方法有光激活定位顯微技術(shù)[4]、隨機(jī)光學(xué)重構(gòu)顯微技術(shù)[5]、受激發(fā)射損耗顯微技術(shù)[6]、結(jié)構(gòu)光照明顯微技術(shù)[7]等。但這些方法都有著自身的局限性，前三種是基于熒光材料的非線性響應(yīng)的方法，需要對(duì)被觀察的樣品進(jìn)行熒光預(yù)處理，一般只能用于生物成像，而對(duì)于光存儲(chǔ)、光刻和更加廣泛的工業(yè)成像，這種方法很難用得上。結(jié)構(gòu)光照明成像技術(shù)，可以將傳統(tǒng)的光學(xué)顯微鏡的分辨率提高近一倍，但對(duì)于需要更高分辨率的應(yīng)用也是無(wú)能為力，并且它很難用于光存儲(chǔ)與光刻技術(shù)。本文針對(duì)納米尺度的光聚焦問(wèn)題，設(shè)計(jì)了一個(gè)超分辨率納米聚焦系統(tǒng)。

1聚焦系統(tǒng)設(shè)計(jì)

本文的聚焦系統(tǒng)主要是使用光學(xué)天線[8]。在入射光的偏振方向上，光學(xué)天線可以耦合、增強(qiáng)和定位光波。光學(xué)天線的工作原理是其可以自激發(fā)表面等離子體，其中表面等離子體是一種由光子和自由電子相互作用產(chǎn)生的表面電磁模式，并被限制在金屬和介質(zhì)相交的界面上。而光學(xué)天線之所以可以自激發(fā)表面等離子體是因?yàn)樘炀€具有比激發(fā)光的波長(zhǎng)小得多的特征，其可以激發(fā)覆蓋包括表面等離子體頻率在內(nèi)的寬頻率范圍的倏逝波。倏逝波可以匹配表面等離子體頻率耦合到表面等離子體基元，從而實(shí)現(xiàn)高強(qiáng)度的光斑和納米尺寸的場(chǎng)定位。另外，表面等離子體的頻率取決于光學(xué)天線的金屬材質(zhì)、形狀、大小等。

式中：ω為入射光的頻率;εr為金屬介電常數(shù)的實(shí)部;εi為金屬介電常數(shù)的虛部。

由于激發(fā)光的偏振狀態(tài)也能有效地影響光學(xué)天線的性能，因此本文的聚焦系統(tǒng)設(shè)計(jì)中使用的是縱向偏振光[11]。因?yàn)橛袕?qiáng)烈的縱向光的存在，納米球可以直接在其下面定位納米級(jí)的光點(diǎn)，這使得許多尖端的應(yīng)用變得非常方便。我們所選光源的波長(zhǎng)是600 nm，入射光沿著z軸方向傳播，此外，光源是聚焦光源，光源的焦點(diǎn)位于透鏡底部的中心。

在此基礎(chǔ)上，為了提高系統(tǒng)的數(shù)值孔徑[12]，我們還在系統(tǒng)中加入了折射率為n的半球型固態(tài)浸沒(méi)透鏡[13]，其中n大于空氣的折射率1，這意味著光線通過(guò)聚焦系統(tǒng)，最終聚焦于固體浸沒(méi)透鏡的底部表面。在使物方半孔徑角不變的情況下，使折射率增加N倍，從而使系統(tǒng)的數(shù)值孔徑增加N倍。

經(jīng)過(guò)以上的分析，我們可以得到超分辨率納米聚焦系統(tǒng)的設(shè)計(jì)圖，如圖2所示。徑向偏振光經(jīng)二元切趾器相位調(diào)制得到縱向偏振光，然后經(jīng)過(guò)透鏡組、固態(tài)浸沒(méi)透鏡和光學(xué)天線聚焦生成超分辨率聚焦光斑[11，14]。

2數(shù)值模擬和理論分析

2.1不同材料的納米球?qū)劢构獍叩挠绊?/p>

從式（1）可以看出，影響表面等離子體頻率的其中一個(gè)因素是介質(zhì)材料的介電常數(shù)。因此，針對(duì)波長(zhǎng)為600 nm的激光，我們比較了三種材料的納米球，它們的半徑是25 nm。在FDTD（有限時(shí)域差分）數(shù)值模擬中，我們可以得到大約25 nm直徑的光場(chǎng)分布。圖3為三種光場(chǎng)材料產(chǎn)生的光強(qiáng)圖，我們可以直觀地看出，三種材料所產(chǎn)生的聚焦光斑大小差距甚微，但光強(qiáng)大小各有不同，其中金納米球所產(chǎn)生的聚焦光斑的光強(qiáng)最大，而銀納米球所產(chǎn)生的聚焦光斑的光強(qiáng)最小。這些實(shí)驗(yàn)結(jié)果也間接證明了之前的結(jié)論，即不同材料的介電常數(shù)不同，導(dǎo)致聚焦所產(chǎn)生的光斑也各有不同，所以我們選用的光學(xué)天線材料為金。

2.2不同半徑的納米球?qū)劢构獍叩挠绊?/p>

光學(xué)天線的工作原理是其可以自激發(fā)表面等離子體，而對(duì)于納米球形天線來(lái)說(shuō)，不同半徑大小的納米球自激發(fā)表面等離子體的能力也各有不同。因此，我們選擇不同尺寸的納米球體進(jìn)行模擬以分析其對(duì)聚焦光斑的影響。

如圖4所示，隨著納米球半徑的增大，聚焦光斑的大小也隨之增加，表面等離子體增強(qiáng)效應(yīng)也更加明顯。對(duì)于半徑為10 nm的納米球體，其焦點(diǎn)很小，聚焦后光增強(qiáng)的幅度較小。相反，對(duì)于半徑為100 nm的納米球，聚焦后光增強(qiáng)的幅度較大，其聚焦點(diǎn)尺寸也比較大。對(duì)于下一代存儲(chǔ)技術(shù)，要實(shí)現(xiàn)每平方英尺（1英尺=30.48 cm）10 TB的存儲(chǔ)密度，我們可以選擇半徑為10 nm的納米球作為光學(xué)天線。

3結(jié)論

本文提出利用光學(xué)天線來(lái)實(shí)現(xiàn)超分辨率納米聚焦的設(shè)計(jì)方案，并在設(shè)計(jì)中使用了縱向偏振光和固態(tài)浸沒(méi)透鏡。經(jīng)過(guò)仿真模擬和理論分析，針對(duì)下一代存儲(chǔ)技術(shù)每平方英尺10 TB的存儲(chǔ)密度要求，我們選擇了半徑為10 nm的納米金球作為光學(xué)天線，可以得到大約10 nm直徑的聚焦光斑。

參考文獻(xiàn)：

[1]DONG Y，JIN W Q.Ultra-density optical storage technology[J].Laser & Infrared，2005，35（8）：543547.

[2]ABRAMS D S，PANG L Y.Fast inverse lithography technology[C]∥Proceedings of the SPIE Optical Microlithography XIX.SPIE，2006，6154：534542.

[3]KOEPPE R，NEULINGER A，BARTU P，et al.Optical imaging technology[J].Sid Symposium Digest of Technical Papers，2011，42（1）：18381840.

[4]MANLEY S，GILLETTE J M，PATTERSON G H，et al.High-density mapping of single-molecule trajectories with photoactivated localization microscopy[J].Nature Methods，2008，5（2）：155157.

[5]BATES M，HUANG B，RUST M J，et al.Sub-diffraction-limit imaging with stochastic optical reconstruction microscopy[M]∥GRSLUND A，RIGLER R，WIDENGREN J.Single Molecule Spectroscopy in Chemistry，Physics and Biology.Berlin：Springer，2010：399415.

[6]DYBA M，JAKOBS S，HELL S W.Immunofluorescence stimulated emission depletion microscopy[J].Nature Biotechnology，2003，21（11）：13031304.

[7]GUSTAFSSONM G L.Surpassing the lateral resolution limit by a factor of two using structured illumination microscopy[J].Journal of Microscopy，2000，198（2）：8287.

[8]BHARADWA J P，DEUTSCH B，NOVOTNY L.Optical Antennas[J].Advances in Optics and Photonics，2009，1（3）：438483.

[9]BOHREN C F，HUFFMAN D R.Absorption and scattering of light by small particles[M].New York：John Wiley & Sons，1998.

[10]RAETHER H.Surface plasmons on smooth and rough surfaces and on gratings[M].Berlin：Springer-Verlag，1988.

[11]WANG H F，SHI L P，LUKYANCHUK B，et al.Creation of a needle of longitudinally polarized light in vacuum using binary optics[J].Nature Photonics，2008，2（8）：501505.

[12]IPPOLITO S B，GOLDBERG B B，NL M S.Theoretical analysis of numerical aperture increasing lens microscopy[J].Journal of Applied Physics，2005，97（5）：053105.

[13]KINO G S.Solid immersion lens[C]∥Proceedings of the SPIE Volume 3740 Optical Engineering for Sensing and Nanotechnology.Yokohama，Japan：SPIE，1999.

[14]WANG H，SHEPPARD C，RAVI K，et.al.Fighting against diffraction：apodization and near field diffraction structures[J].Laser & Photonics Reviews，2012，6（3）：354392.

（編輯：劉鐵英）