表面等離激元與入射光共同作用下的金納米結構近場調控*

王悅 王倫 孫柏遜 郎鵬 徐洋 趙振龍 宋曉偉 季博宇 林景全

(長春理工大學物理學院,長春 130022)

表面等離激元(surface plasmon polariton,SPP)激發納米結構產生的局域等離激元(localized surface plasmon,LSP)具有更強的近場增強以及特殊的光譜和動力學響應,為探究光與物質相互作用提供了新的思路,然而目前對此方面的研究相對不足.本文利用時域有限差分方法研究由半圓環狹縫與金納米棒組成的等離激元聚焦透鏡復合結構在雙光束激發下的近場特性.結果表明,通過調節雙光束相對時間延時,可實現對復合體系中金納米棒近場強度的靈活調控,并揭示出調控機制來自于SPP 激發LSP 與光激發LSP 相干疊加.此外,研究表明在不同雙光束延遲時間下,等離激元模式對應的去相位時間存在差異,可將其歸因于兩個模式在不同延遲時間下的耦合強度存在差異所致.該研究有望進一步促進等離激元在表面增強拉曼散射和等離激元遠程催化等領域的應用.

1 前言

表面等離激元 (surface plasmon,SP)是一種在金屬-電介質界面上傳播的具有電場和集體電荷密度振蕩雙重特性的電磁模式,其具有突破光學衍射極限和高的近場增強特性,已在高分辨率納米光學、傳感、光伏等領域得到了應用和關注[1?7].表面等離激元可分為傳輸型表面等離激元[8](surface plasmon polariton,SPP)和局域型表面等離激元[9](localized surface plasmon,LSP).SPP 在金屬與電介質表面傳輸,其傳輸距離可達數十至上百微米,且具有較長的衰減時間(即去相位時間較長),但近場增強相對較弱;而LSP 具有較強的局域場增強,但衰減時間較短[10,11].

通過平面等離激元透鏡可實現表面等離激元聚焦,從而進一步提升表面等離激元近場強度,減小近場尺寸.已有研究表明環形結構[12?16]、橢圓環結構[17]、同心圓結構[18?20]、阿基米得螺旋線結構[21,22]、對稱性破缺納米環結構[16,23]等均可以實現在平面內聚焦表面等離激元,同時采用相位偏振等方式對焦斑位置進行調控.等離激元聚焦結構在超快納米電子點源[24,25]、超分辨率成像[26,27]和納米光刻[28]等領域具有重要應用潛力.

基于LSP 的納米天線提供了極好的亞波長限制,能夠將自由空間中傳播的波轉化成局部能量,可作為接受和發射的耦合器件.納米天線產生的高度局域電磁場增強可以應用在表面增強拉曼散射[29]、等離激元誘導光探測[30]、生物傳感[31]、非線性納米光子學[32]等方面.此外,已有研究表明,在金屬膜上SPP 與納米天線LSP 耦合可以進一步增強電場[33,34],與單純放置于SiO2襯底上的天線相比,耦合體系的近場強度可顯著提高[35,36].然而,目前針對SPP 與LSP 相互作用的研究多是利用周期納米結構陣列產生SPP,伴隨著與納米結構LSP 發生相互作用,其中涉及的激發與耦合機制較為復雜[3,6].而SPP 直接激發納米結構的研究則有助于直觀分析SPP 與LSP 相互作用的潛在機制,并且也為近場調控提供額外的手段.因此,開展基于SPP 激發納米結構所形成的等離激元場強度的主動控制與表征研究具有重要意義,但目前此方面研究嚴重不足[29,37,38].

本文采用時域有限差分(finite-difference timedomain,FDTD)法,開展了SPP 直接激發納米結構復合體系近場強度的雙光束調控與去相位時間表征研究.設計了表面等離激元透鏡激發納米粒子復合結構,模擬研究了半圓環狹縫與金納米棒組成的等離激元聚焦透鏡復合結構在雙光束激發下的近場特性.結果表明,通過調節雙光束相對時間延時,可實現對復合體系中金納米棒近場強度的靈活調控,間隙位置近場強度可從27 調節至50,并揭示出調控機制來自于SPP 激發LSP 與光源激發LSP 相干疊加.此外,研究表明在不同雙光束延遲時間下,表面等離激元間隙模式對應的去相位時間存在差異,在雙光束延遲Δt=0.72 fs 時,兩個模式對應的去相位時間相同,都為6.0 fs.而在Δt=1.92 fs 時,長波對應模式的去相位時間為7.1 fs,短波對應模式的去相位時間為5.8 fs.我們將其歸因于兩個模式在不同延遲時間下的耦合強度存在差異所致.

2 結構設計及模擬設置

采用FDTD 模擬軟件對表面等離激元透鏡激發納米天線復合結構近場光學響應進行研究.等離激元聚焦透鏡與納米天線復合結構示意圖如圖1所示.對于表面等離激元聚焦透鏡結構,以二氧化硅(SiO2)作為基底,上面覆蓋厚度為H的金膜,在金膜上刻蝕厚度H(與金膜厚度相同),寬度W=100 nm,內半徑R=1000 nm 的半環形狹縫,金膜厚度遠大于金的趨膚深度[39].在模擬設置中,使用三維精細化網格覆蓋表面等離激元聚焦透鏡結構周圍區域,采用mesh 精度為5 nm×5 nm×5 nm.將表面等離激元透鏡結構放置于真空中,采用全場散射場光源(TFSF)作為激發光源(稱為S1),沿z軸正方向照射覆蓋整個耦合結構,激光場的波長范圍為600—1100 nm,脈沖持續時間為3.98 fs,時間延時offset 為11.28 fs,沿x軸方向偏振.將金納米棒放置在金膜上,使金納米棒的中心與金納米環圓心處重合,在金納米棒與金膜之間放置厚度d=10 nm 的二氧化硅間隔層.Mesh 精度為2 nm×2 nm×2 nm 覆蓋整個金納米棒與間隔層.同樣采用全場散射場光源(TFSF)作為激發光源(稱為S2),沿z軸負方向照射只覆蓋金納米棒結構,激光場的波長范圍為600—1100 nm,脈沖持續時間為3.98 fs,金材料的光學性質選自與Johnson 和Christy[40]實驗測量結果.模擬區域采用完美吸收層作為邊界條件,模擬區域大小為4 μm×4 μm×4.2 μm 收斂性測試結果顯示設置計算網格精度可以達到要求.

圖1 等離激元聚焦透鏡與金納米棒復合結構示意圖Fig.1.Schematic diagram of the composite structure of plasmon focusing lens and gold nanorod.

3 結果與討論

3.1 等離激元聚焦透鏡與金納米棒復合結構參數選擇

由于將激發的SPP 聚焦到結構中心位置是探究復合結構光學響應的重要前提,因此,首先對表面等離激元聚焦透鏡結構的近場光學響應進行了表征.采用S1 光源激發單獨的表面等離激元聚焦透鏡結構(如圖2(a)所示),結果表明,近場分布圖像顯示出SPP 模式被有效激發,同時聚焦到結構中心,產生明亮的焦斑,如圖2(b)所示.為使入射光(S1)與表面等離激元聚焦透鏡結構更好地耦合,探究狹縫的結構參數對聚焦焦斑處近場強度的影響.

圖2 表面等離激元聚焦透鏡結構參數對聚焦焦斑強度的影響 (a)表面等離激元聚焦透鏡結構示意圖;(b)表面等離激元透鏡近場分布圖像;(c)狹縫寬度W 對聚焦焦斑處近場強度的影響;(d)狹縫厚度H 對聚焦焦斑處近場強度的影響Fig.2.Effect of structural parameters of surface plasmon focusing lens on focal spot intensity: (a) Schematic diagram of the surface plasmon focusing lens;(b) near-field distribution of the surface plasmon lenses;(c) effect of slit width W on near-field strength at focal spot;(d) effect of slit thickness H on near-field strength at focal spot.

圖2(c)所示為不同狹縫寬度條件下,等離激元聚焦結構焦點位置處的近場強度光譜.可以看到,對于金膜厚度H=200 nm,狹縫寬度W由100 nm 增至200 nm,步長為20 nm,焦斑處近場強度隨波長的變化曲線如圖2(c)所示,在波長監測范圍內,均存在一個明顯的共振模式,狹縫寬度為100 nm 時,共振波長在800 nm 附近,隨著狹縫寬度的增大,共振峰逐漸藍移,在寬度為200 nm時,共振波長在750 nm 附近.同時發現,共振波長處的近場強度隨著狹縫寬度的增加逐漸增加.

其次探究了金膜厚度對焦斑中心位置近場強度的影響.對于狹縫寬度W=100 nm,金膜厚度H由100 nm 增至200 nm,步長為20 nm,焦斑處近場強度隨波長的變化曲線如圖2(d)所示.發現存在一個明顯的共振模式.在金膜厚度H=120 nm 時,共振波長為620 nm,隨著金膜厚度的增大,共振峰逐漸紅移,在金膜厚度H=200 nm時,在800 nm 附近存在共振波長.對于共振波長處的近場強度,隨著金膜厚度的增大逐漸減小.

當SPP 與LSP 的共振頻率相匹配時,SPP與LSP 的耦合作用效果最佳[41,42].LSP 的共振波長強烈依賴于納米結構的形狀、尺寸、介電常數等條件,因此通過調節金納米棒結構的結構參數,選取較合適的共振波長.如圖3(a)上所示,當金納米棒長度為300 nm,寬度為100 nm,厚度為140 nm時,在間隙位置,金納米棒的共振波長大約在800 nm附近.圖3(a)下所示為狹縫寬度W=100 nm,厚度H=200 nm 的半圓環結構激發聚焦SPP 時,在焦斑處的近場強度光譜曲線,可以看到在800 nm附近存在一個共振峰.圖3(b),(c)所示為納米棒結構電場與Ez分量x-z面分布圖.通過圖3(b)可以看到,熱點分布在金納米棒上表面兩側以及間隙位置,且間隙模式的近場增強(如圖3(b)白色虛線位置所示)明顯強于結構上表面的間隙強度高于上表面.通過x-z平面近場強度Ez分量分布圖(圖3(c)所示)可以看出,在金納米棒兩側,間隙模式以及上表面模式存在明顯的反相特性.這種間隙模式類似于一種暗模式,它來自于納米棒結構自身偶極模式向間隙處能量轉移[43].因此,當這種復合結構中的間隙模式被激發時,結構散射譜中通常會出現一個散射凹陷[44,45].圖3(d)為表面等離激元透鏡x-z平面近場強度分布圖.結果表明,在金膜上、下表面半圓環中心位置均產生明亮聚焦焦斑,且靠近光源一側焦斑強度強于背光側焦斑強度,由于SPP在金膜兩側的衰減存在明顯差異,因此在金膜兩側的相位分布不一致,如圖3(e)所示.本文研究需排除光場的影響,因此采用背光側作為研究位置,圖3(d)白色虛線所示.在該結構參數下,等離激元聚焦透鏡與金納米棒結構可以實現較好的耦合.以下研究均采用上述結構參數.

圖3 表面等離激元透鏡與金納米棒光學響應 (a)金納米棒結構(上圖)與等離激元聚焦透鏡結構(下圖)近場強度分布曲線;波長在800 nm 金納米棒近場強度x-z 平面分布圖(b)和Ez 分布圖(c);波長在800 nm 附近表面等離激元透鏡近場強度x-z 平面分布圖(d)和Ez 分布圖(e)Fig.3.Optical response of the surface plasmon focusing lens and the gold nanorod: (a) Near-field intensity spectra of gold nanorod structure (top) and plasmon focusing lens structure (bottom);near-field intensity distribution (b) and Ez component distribution (c)of gold nanorods at the wavelengths of 800 nm;near-field intensity distribution (d) and Ez component distribution (e) of the surface plasmon focusing lens at the wavelengths of 800 nm.

SPP 激發納米棒結構可以通過如下過程進行描述: 在S1 光照射下,SPP 在凹槽激發,并沿著金屬和介質界面傳輸[46,47].由于設計的等離激元聚焦透鏡結構,使得傳輸的SPP 向位于焦點處的納米棒結構匯聚,并與納米棒發生耦合[29,48].由于納米棒下表面與底層金膜之間存在10 nm 厚SiO2介質層,因此,部分SPP 能量會耦合進入到金納米棒與金膜之間的介質層中,形成間隙模式[49,50].

3.2 雙光束相對時間延遲近場強度調控

接下來,研究雙光束相對延遲對金納米棒近場強度影響.在雙光束激發金納米棒結構(SPP 和入射光同時激發金納米棒,SPP&S2-LSP)條件下,調節正入射光源(S2)的時間延時(offset)由11 fs增至21 fs 步長為0.2 fs.首先探究雙光束相對時間延時對金納米棒間隙位置近場強度的影響(監測位置如圖1 位置1).當相對時間延時Δt=0.72 fs時(即正入射光源offset 為12 fs),在間隙位置近電場強度光譜曲線如圖4(a)黑色曲線所示.可以看到在監測范圍內主要存在兩個共振模式,第1 個共振模式和第2 個共振模式波長分別為770 nm和999 nm.此外,如圖4(a)中紅色曲線所示,對于S2 激發納米棒(S2-nanorod)僅在波長為770 nm附近產生一個共振模式,而SPP 激發納米棒(SPPnanorod) (圖4(a)中藍色曲線)在波長為770 nm和999 nm 附近產生兩個共振模式.通過調節S2的時間延時,提取出兩個共振模式近場強度對時間延時的變化曲線如圖4(b)所示.在兩個共振模式下,電場強度均隨著時間延時的增加呈周期性變化,實現了在對間隙模式近場強度的調控.

圖4 間隙位置近場強度光譜曲線以及共振波長處近場強度調控曲線 (a)間隙位置近場強度光譜曲線,黑色曲線為相對時間延時Δt=0.72 fs 時,SPP&S2-nanorod 激發條件,紅色曲線和藍色曲線分別代表S2-nanorod 和SPP-nanorod 激發條件;(b)共振波長770 nm (黑色曲線)和共振波長999 nm (紅色曲線)處,不同雙光束相對時間延時對應的近場強度Fig.4.Near-field intensity spectrum at gap position and near-field intensity regulation related with relative time delay between two laser pulses at resonant wavelength: (a) Near-field intensity spectrum for gap positions,the black curve corresponds to SPP&S2-nanorod at the relative time delay Δt=0.72 fs;the red and blue curve corresponds to S2-nanorod and SPP-nanorod,respectively;(b) relative time delay dependent near field intensity at the resonance wavelength of 770 nm (black curve) and 999 nm (red curve),respectively.

對于770 nm 對應的模式,在半個調節周期(從12—13.2 fs),近場強度從50 降低到27.此外,通過圖4(a)可以看出,該模式對應S2 激發金納米棒占主導作用.圖5(a),(c)分別展示出了在最強和最弱處的Ez分量近場強度動力學演化曲線,以及S2-nanorod 和SPP-nanorod 電場的動力學演化曲線.如圖5(a)所示,時間延時Δt=0.72 fs 時,S2-nanorod 與SPP-nanorod 振蕩方向同向,對激發金納米棒間隙模式近場強度起到促進作用,因此,表現出電場強度增強;如圖5(c)所示,時間延時Δt=1.92 fs 時,S2-nanorod 與SPP-nanorod振蕩方向相反,對激發金納米棒間隙模式近場強度起到抑制作用,因此表現出電場強度減弱.

圖5 間隙位置Ez 分量動力學演化曲線 (a)—(d)對應于圖4(b)中①③②④位置.藍色曲線為S2-nanorod;紅色曲線表示SPPnanorod 條件下,圖中藍色線的起始時間根據相對延遲數進行了調整Fig.5.Dynamics evolution of Ez component at the gap position: (a)–(d) Corresponding to the position ①③②④ in Figure 4(b),respectively.The blue and red curves correspond to S2-nanorod and SPP-nanorod,respectively.The initial time of the blue curve in the graph is adjusted based on the relative time delays.

對于波長999 nm 對應的共振模式,在時間由12 fs 調節至14 fs,電場強度由16 降低到10.此外,根據圖4(a)可以看出,在該模式下SPP-nanorod占主導作用.圖5(b),(d)分別展示了該延時下最強和最弱處近場強度,SPP-nanorod 以及S2-nanorod 動力學演化曲線.如圖5(b)所示,在時間延時Δt=0.92 fs 時,SPP-nanorod 與 S2-nanorod 振蕩方向相同,對納米棒間隙模式近場強度起到促進作用,表現出電場強度增大;而在時間延時Δt=2.52 fs 時,如圖5(d)所示,SPP-nanorod 與 S2-nanorod 的振蕩方向相反,因此對納米棒間隙模式近場強度起到抑制作用,表現出電場強度減小.

其次,探究了雙光束相對時間延時對金納米棒結構上表面電場強度的影響,結果如圖6 所示.可以看到,當相對時間延時Δt=0.72 fs 時,在結構上表面近場強度光譜曲線如圖6(a)黑色曲線所示,在監測范圍內存在波長為719 nm 和802 nm 兩個共振模式.圖6(b)所示為不同S2 時間延時下,兩個共振模式位置近場強度與時間延時關系曲線.對于金納米棒上表面在兩個共振模式處,電場強度調節范圍大致相同,約為15,調節周期在2.4—2.8 fs之間.

圖6 結構上表面近場強度光譜曲線以及共振波長處近場強度調控曲線 (a)上表面近場強度分布曲線;(b)共振波長719 nm(黑色曲線)和共振波長802 nm(紅色曲線)處,不同雙光束相對時間延時對應的近場強度Fig.6.Near-field intensity spectrum at the upper surface of nanorod and near-field intensity regulation related with relative time delay between two laser pulses at resonant wavelength: (a) Near-field intensity spectrum at the upper surface of nanorod;(b) relative time delay dependent near field intensity at the resonance wavelength of 719 nm (black curve) and 802 nm (red curve),respectively.

第1 個共振模式其波長為719 nm 時,其電場強度最強與電場強度最弱時(對應于圖6(b)中①②),SPP-nanorod 與S2-nanorodEz動力學演化曲線,如圖7(a),(c)所示.結果表明,在時間延時Δt=0.72 fs 時(圖7(a)),SPP-nanorod 與S2-nanorod 振蕩方向相同,對雙光束激發納米棒起到促進作用,表現出電場強度增大;在時間延時Δt=1.92 fs 時(圖7(c)),SPP-nanorod 與S2-nanorod振蕩方向反向,對雙光束激發納米棒起到抑制作用,表現出電場強度減弱.

圖7 納米棒上表面Ez 分量動力學演化曲線 (a)—(d)對應于圖6(b)中①③②④ 位置,圖中藍色線的起始時間根據相對延遲數進行了調整Fig.7.Dynamics evolution of Ez component at the upper surface of nanorod: (a)–(d) Corresponding to the position ①③②④ in Fig.6(b),respectively.The initial time of the blue curve in the graph is adjusted based on the relative time delays.

第2 個共振模式其波長為802 nm 時,其電場強度最強圖與電場強度最弱時(對應于圖6(b)③④),SPP-nanorod 與S2-nanorodEz動力學演化曲線,如圖7(b),(d)所示.對于相對時間延時Δt=2.72 fs 時,如圖7(b)所示,SPP-nanorod 與S2-nanorod 振蕩方向一致,因此促進了金納米棒近場強度的增大;而在時間延時Δt=1.32 fs 時,如圖7(d)所示,SPP-nanorod 與S2-nanorod 振蕩方向相反,此時,抑制了金納米棒附近的LSP 強度,表現出電場強度的減弱.整體來說,當時間延遲對應近場增強提升時,SPP-nanorod 與S2-nanorod 的Ez動力學演化曲線同相;相反,當時間延遲對應近場增強減弱時,SPP-nanorod 與S2-nanorodEz動力學演化曲線反相.

為了進一步分析雙光束相對時間延時對金納米棒間隙位置以及上表面對近場強度的影響,分別展示了間隙位置和結構上表面在對應共振波長下不同方式激發納米棒電場強度Ez分量分布圖,如圖8 與圖9 所示.對于間隙位置(圖8 所示),S2-nanorod 時,在770 nm 共振波長處結構熱點均勻分布于金納米棒4 個部分(圖8(a)Ⅰ),呈現出高階模式分布.并且,納米棒結構邊緣熱點強度低于結構中心熱點強度.在999 nm 激發條件下(如圖8(b)Ⅰ所示),熱點均勻分布于金納米棒左右兩側,等量異號電荷分布于對應熱點位置,呈現出低階模式分布.SPP-nanorod 在檢測范圍內產生2 個共振峰(圖4(a)藍線所示),在共振波長為770 nm 處,熱點分布與S2-nanorod 在該波長下分布相似(圖8(a)Ⅱ),呈現出相對較高階模式分布.但與光直接激發不同的是,此時納米棒邊緣位置的熱點強度高于中心位置;在共振波長為999 nm 處,熱點均勻分布于金納米棒邊緣和中間位置(圖8(b)Ⅱ),呈現出相對較低階模式分布(與共振波長為770 nm 相比).SPP&S2-nanorod 在波長為770 nm 和999 nm 附近產生兩個共振峰(圖4(a)黑線所示).對于共振波長為770 nm 處,S2-nanorod 與SPP-nanorod對應熱點分布反相,進一步說明了S2-nanorod 與SPP-nanorod 對SPP&S2-nanorod 起抑制作用.對于共振波長為999 nm 處,SPP&S2-nanorod 與SPP-nanorod 和S2-nanorod 分布一致,表明在999 nm 處,S2-nanorod 與SPP-nanorod 對SPP 和S2-nanorod 起到促進作用.此外,發現SPP&S2-nanorod 的近場強度明顯強于另外兩種激發方式(與圖4(a)結果一致),進一步說明S2-nanorod 和SPP-nanorod 在此時相互促進,使雙光束激發LSP 近場得到增強.

圖8 間隙位置電場強度Ez 分量分布圖 (a)共振波長為770 nm;(b)共振波長為999 nm.Ⅰ為S2-nanorod;Ⅱ為SPP-nanorod;Ⅲ為 SPP&S2-nanorodFig.8.Ez component distribution in the gap position of the nanorod: (a) The resonance wavelength is 770 nm;(b) the resonance wavelength is 999 nm.The excitation conditions corresponding to Ⅰ,Ⅱ,and Ⅲ are S2-nanorod,SPP-nanorod and SPP&S2-nanorod,respectively.

圖9 金納米棒上表面電場強度Ez 分量分布圖 (a)共振波長為719 nm;(b)共振波長為802 nm.Ⅰ為S2-nanorod;Ⅱ為SPP-nanorod;Ⅲ為 SPP&S2-nanorodFig.9.Ez component distribution of the near field in the upper surface of the nanorod: (a) The resonance wavelength is 719 nm;(b) the resonance wavelength is 802 nm.The excitation conditions corresponding to Ⅰ,Ⅱ,and Ⅲ are S2-nanorod,SPP-nanorod and SPP&S2-nanorod,respectively.

圖9 所示為719 nm 與800 nm 波長下,金納米棒結構上表面在3 種激發方式下的近場Ez分量分布.可以看到,在719 nm 和800 nm 共振波長處,S2-nanorod、SPP-nanorod 以及SPP&S2-nanorod 激發條件下,納米棒結構上表面熱點主要分布于棒左右兩側邊緣處.對于共振波長為719 nm 時,SPP-nanorod(圖9(a)Ⅱ)的相位分布與S2-nanorod(圖8(a)Ⅰ)的相位分布相反,而SPP&S2-nanorod(圖9(a)Ⅲ)與SPP-nanorod 的相位分布一致,且呈現出近場強度增強,因此表明在共振波長為719 nm 附近,SPP-nanorod 占主導作用.對于共振波長為800 nm 時,3 種激發方式下金納米棒的相位分布一致,此時由于SPP-nanorod(圖9(b)Ⅱ)和S2-nanorod(圖9(b)Ⅰ)同時存在,因此無法明確區分其貢獻.

此外,通過觀察SPP 激發納米棒結構間隙與上表面Ez分量示意圖(如圖8Ⅱ與圖9Ⅱ所示)可以看出,在SPP 激發下,結構左右兩側強度呈現非對稱分布.對于這一結果,我們將其歸因于以下兩個可能原因: 第一,在SPP 激發下,納米棒結構中的面內和面外偶極LSP 相干疊加,進而導致這種非對稱分布[51,52];第二,由于SPP 是從納米棒左側端向右側端傳輸,這種沿納米棒一側激發的方式,會引入遲滯效應,進而導致結構呈現非對稱強度分布[53,54].

3.3 不同激發方式與延遲下間隙模式去相位時間比較

進一步對S2-nanorod,SPP-nanorod 及SPP&S2-nanorod 相對時間延時Δt=0.72 fs (近場強度最強)和Δt=1.92 fs (近場強度最弱)時,間隙位置的去相位時間(dephasing time,DT)進行研究.采用準正模(quasi-normal mode,QNM)[55]方法對其近場響應譜進行擬合(如圖10 所示),從而可以獲得其去相位時間,插圖為結構示意圖.結果表明,在頻率為390 THz 附近時,S2-nanorod 的去相位時間為5.9 fs (圖10(a)),SPP-nanorod 的去相位時間為5.1 fs (圖10(b)).SPP&S2-nanorod 在 相對時間延時Δt=0.72 fs 時(促進電場強度增強),去相位時間為6 fs(圖10(c)),在相對時間延時Δt=1.92 fs 時(抑制電場強度增強),去相位時間為5.8 fs(圖10(d)).發現SPP-nanorod 的去相位時間明顯小于S2-nanorod 的去相位時間,SPP&S2-nanorod 的去相位時間與S2-nanorod 的去相位時間相差不大.對于頻率為300 THz 附近的模式,SPP&S2-nanorod 在相對時間延時Δt=0.72 fs 時(促進電場強度增強),去相位時間為6 fs(圖10(c)),在相對時間延時Δt=1.92 fs 時(抑制電場強度增強),去相位時間為7.1 fs(圖10(d)).可以看到,對于頻率為300 THz 附近的模式,無論是在促進近場強度的情況下,還是抑制近場強度的情況下,SPP&S2-nanorod 的去相位時間都明顯強于SPPnanorod 的去相位時間.此時S2-nanorod 未出現共振,進一步說明了此時為SPP-nanorod 占主導,并且由于S2 入射光的參與,使得復合結構體系中納米棒結構中等離激元模式的去相位時間受到調控.需要注意的是,圖10 中高頻和低頻邊緣處曲線擬合相對較差,可將其歸因于研究光譜范圍之外的模式影響.

圖10 不同情況下間隙模式去相位時間比較 (a) S2-nanorod;(b) SPP-nanorod;(c)相對時間延時Δt=0.72 fs 激發LSP;(d)相對時間延時Δt=1.92 fs 激發LSPFig.10.Dephasing times of the gap mode under various excitation conditions: (a) S2-LSP;(b) SPP-LSP;SPP&S2-LSP with the relative time delay Δt=0.72 fs (c) and Δt=1.92 fs (d).

將不同激發條件下納米結構對應的頻率下去相位時間以及近場強度繪匯總至表1 中.可以看到,在高頻波段(390 THz 左右)較強的電場強度對應于較長的去相位時間,這與激光脈沖激發的傳統LSP 以及遠程激發LSP 的研究一致[37,56,57].在低頻波段(300 THz 左右),由于頻率移動較大,導致無法在相同波段對近場強度與去相位時間進行比較.此外可以看到,在Δt=0.72 fs 時,兩個模式對應的去相位時間相同,都為6.0 fs.而在Δt=1.92 fs 時,長波對應模式的去相位時間為7.1 fs,短波對應模式的去相位時間為5.8 fs.在不同延遲下,兩個模式對應不同的去相位時間,可認為這一結果來自于不同延遲條件下,兩個模式的耦合強度不同所致[58].

表1 不同激發方式下LSP 去相位時間和近場強度比較Table 1.Comparison of dephasing time and near-field intensity of LSP under different excitation conditions.

4 總結

綜上所述,利用時域有限差分(FDTD)方法,首先表征了結構參數對單一納米狹縫以及單一金納米棒結構共振波長的影響;其次,探究了雙光束激發表面等離激元聚焦耦合結構,相對時間延時對近場強度的影響;最后,利用QNM 方法對間隙模式3 種方式激發LSP 的去相位時間進行研究.結果表明,通過調節雙光束相對時間延時,發現在間隙位置和結構上表面均可以實現對表面等離激元聚焦耦合結構近場強度的調控,這是由于SPP 激發LSP 與光源激發LSP 相干疊加導致.同時,發現雙光束激發LSP 的去相位時間略長于SPP 激發LSP 的去相位時間,約延長了1.4 倍.此外,研究發現在不同雙光束延遲時間下,等離激元模式對應的去相位時間存在差異: Δt=0.72 fs時,兩個模式對應的去相位時間相同,都為6.0 fs.而在Δt=1.92 fs 時,長波對應模式的去相位時間為7.1 fs,短波對應模式的去相位時間為5.8 fs.我們將其歸因于兩個模式在不同延遲時間下的耦合強度存在差異.本文通過調節雙光束相對時間延時,實現了聚焦SPP 激發納米棒復合結構近場強度調控,并揭示了共振模式下近場強度調控機制來自于SPP 激發LSP 以及光激發LSP 電場的相干疊加;采用雙光束激發納米結構可以延長混合模式去相位時間,在不同相對延遲下(對應不同的近場增強),混合模式的去相位時間存在明顯差異.本研究基于聚焦SPP 與納米結構相互作用,通過調節雙光束相對延遲,對結構近場強度以及去相位時間進行調控,并揭示其作用機制.該研究結果有望促進基于等離激元的超靈敏度檢測器件性能的提升,為等離激元在表面增強拉曼散射、熒光增強和傳感等領域的進一步應用奠定基礎.