全光控制的單個表面等離子體共振納米天線-銦錫氧化物

1、全光控制的單個表面等離子體共振納米天線銦錫氧化物Martina Abb, Pablo Albella, Javier Aizpurua, and Otto L. Muskens摘要：我們通過實驗證明嵌入在銦錫氧化物中單一表面等離子體共振納米天線的皮秒全光控制。我們確定一個皮秒相應的天線ITO混合系統(tǒng)，這于在不導電的SiO2基底上瞬態(tài)漂白觀察到的金天線是完全不同的。我們的實驗結果可以由ITO的自由載流子非線性解釋，這提高了等離子體誘導的熱電子從金納米天線注入到導電氧化物中。帶有納米尺寸表面等離子體能量轉移機制的可調諧天線ITO混合組合，在這里證明，開辟了一個新的超快器件的研究道路去產生納米表面等

2、離子體共振轉換和控制。關鍵詞：主動的，表面等離子體共振，納米天線，混合納米結構，納米光子學 納米光子器件可以有效地集中光輻射到一個納米大小體積中，這在許多應用領域集成和非線性光子學，輻射衰變工程，和量子信息處理備受關注。在表面等離子體共振中，超小的模式體積和高的局部場增強通過利用金屬納米結構的表面等離子體共振被實現(xiàn)。類似于無線電波天線，表面等離子體共振納米天線已經被研制出來，這提供一個帶有高效耦合遠場輻射的高局部場增強。表面等離子體共振納米天線的共振譜的主動控制是實現(xiàn)晶體管型納米器件操縱光發(fā)射和傳播的重要一步。這種主動的納米表面等離子體共振設備為光學和電子學功能芯片集成提供支持，控制表面等離子

3、體共振模式的各種方案被提出和改進，采用光，電，磁，熱，或機械方法。然而傳播的表面等離子體激元提供長的相互作用長度允許在中等強度的局部模式切換，或許可以從帶有隨著折射率的變化的較強局域場增強和高靈敏度得益于等離子模式的設計。采用電控的液態(tài)晶體，對于表面等離子體共振納米天線已經實現(xiàn)大的調制深度。雖然液晶提供天線響應相當大的調諧，但是對于許多應用程序的瞬時響應時間太慢了。此外，固態(tài)的實施將有利于集成片上的等離子設備。在這，我們證明全光控制的等離子體模式的單個納米天線采用納米天線ITO混合的非線性響應。對于在近紅外光譜中表面等離子體和變換光學應用透明導電氧化物最近被確定為有前途的材料。采用電壓控制納米

4、尺度的空間電荷范圍，已經證明銦錫氧化物折射率統(tǒng)一變化順序超越了大多數(shù)表面等離子體共振頻率。在較高的溫度沉積下，通過Sn4+摻雜的濃度和引入氧空位可以改變ITO的自由載流子密度。表面等離子體共振頻率與自由載流子密度成正比并且在近紅外范圍內頻率約為10m載流子密度約為1021 cm3。在這項工作中，我們探討ITO皮秒光激發(fā)作為一種手段局部調制自由載流子密度。特別是，我們研究了表面等離子體納米天線的相互作用，這作為光敏處理ITO響應的局部源，與在反饋修正等離子體共振中ITO自由載流子非線性。我們表明，這種快速的能量轉移機制導致了表面等離子體共振納米天線偶極模式的一個相當大的調制。金納米天線的制造采用

5、了在ITO鍍膜玻璃基底上標準的電子束光刻技術。兩種類型的商業(yè)ITO基底被使用：25nm厚的ITO層，電阻率為每平方70-100（低導電性）；120nm厚的ITO層，電阻率每平方8-12（高導電性）。納米天線的制造采用一個25 nm的金層沉積隨后甩膠。我們制作的納米天線樣品ITO在高和低的導電性，有與無覆蓋ITO層。對于覆蓋天線，25 nm厚的ITO層沉積到與相應的ITO基板電阻率匹配的薄片上。每平方20的高導電性ITO通過散射到氧/氬等離子體中得到，氧/氬等離子體在490混合比例為1:136。每平方150的低導電性ITO通過散射到氧/氬等離子體中得到，氧/氬等離子體在300混合比例為1:1。對

6、于線性和超快光譜的單個納米天線，我們使用了一個鐿光纖激光放大器其重復率為40 MHz，光脈沖持續(xù)時間為4 ps。采用5 mm厚的KTP晶體泵浦光倍頻波長為532 nm，并采用0.6 NA的非球面透鏡使其集中到一個單一天線上通過基板側面。作為探測光，在光子晶體光纖中我們使用了一個寬帶超連續(xù)譜來產生。選擇部分的寬帶超連續(xù)光譜，波長范圍在460-1800nm和集成光功率在2mW，采取負模式的雙棱鏡單色儀。探測光是由一個顯微鏡物鏡聚焦到樣品的正面（三豐100 近紅外，0.5 NA）。圖1a展示了相機拍攝了在樣品的焦點，0.7m半高寬探測光和泵浦光波長分別為900nm和2m。最高泵浦光能量采用每180p

7、J脈沖，這與樣品的積分通量5.7 mJ/cm2相一致。采用空間調制顯微鏡法（SMM）的表面等離子體共振模式獨特的納米天線是有特點的。在激光焦點處采用鎖定放大器通過檢測的周期性調制粒子的位置SMM產生非常敏感的消光測量。利用二維SMM掃描定位納米天線位置，如圖1b所示。在SMM的響應中空間調制被選擇垂直天線的長軸來降低有限天線尺寸的影響。當采用鎖定檢測時，在調制頻率的二次諧波處對于單個天線典型的觀察三個峰值對于SMM的特征。中央峰值與天線的消光截面成正比，可以用來獲得單粒子消光譜，如下圖所示。采用識別后的納米天線消光特征軌跡，通過泵浦激光器我們測量其激發(fā)后皮秒非線性響應。非線性光學響應從納米天線

8、和ITO基底觀察，如圖1c-e。在圖1d中展示了，在納米天線處隨時間變化的非線性響應的測量，波長為910nm。差分反射信號R/R由一個靜止的正分量組成，在圖中紅色陰影表示，和一個快速的負分量帶有250±10ps衰減時間，在圖中藍色陰影表示。對整個天線空間掃描，在泵浦-檢測光延遲20ps（紅點虛線）和5ps（黑色虛線），如圖1e中。這些掃描，與1c中所示的二維成像一樣只有快速分量（藍），顯示了泵浦-檢測信號只有目前納米天線所在的位置。進一步分析沒有納米天線的ITO線性和非線性響應，我們解決了光譜的反射率和完成泵浦-檢測光實驗，在離天線結構5m遠處。在圖2a插圖中所示，實驗相似性光譜的I

9、TO層低的（藍色三角曲線）和高的（紅色點曲線）導電性。反射率能夠被模式化，采用一個簡單的Drude模型描述，包括ITO的實驗介電響應。 ITO=exp-(pl)211+i(D)-1 (1)其中，pl=(Ne2/0m*)2表示等離子體共振頻率，N為自由電子密度，m* = 0.4me為有效電子質量，D=5×10-15為ITO的Drude弛豫時間。采用多層反射模型對數(shù)據進行合適的擬合，包括ITO膜厚度，產生的電子密度ITO高導電性為9.6±0.1×1020cm-3，ITO低導電性為7.3±0.1×1020cm-3。ITO反射呈現(xiàn)從電介質到金屬響應過渡

10、，通過從正到負實部定義。在非線性反射率變化中可以觀察到這個過程，如圖2a中所示，代表速度慢固定的非線性部分。通過等離子體共振隨載流子密度變化N而變化p=(p/2N)N反射率R/R可以由公式Drude模型計算得出。對于ITO層一般特征的的實驗光譜很容易被復制（圖2a中的線），除了一些在更長波長處的差異。雙極的形狀是歸因于大量等離子體頻率的紅移，其中圖2a中的零點交叉處與在空氣-ITO交界面的菲涅耳反射中的最小值相一致，ITOair，擬合光譜顯示出了減少的電荷密度，在泵浦能量為180pJ時，高和低導電性樣品的N分別為-2.1±0.1×1018cm-3,(-5.4±0.

11、2)×1016cm-3。類似于瞬時克爾效應，非瞬時自由載流子非線性可以通過一個非線性系數(shù)n2代表折射率變化和泵浦強度只比來描述。表1顯示了波長在1000nm時n2的值。對于低導電性ITO的n2值與帶有相似電子密度的ITO薄膜（由克爾效應決定）有相同的順序。對于高導電性的ITO，自由載流子非線性明顯更高，由于在等離子體頻率附近強色散的自由載流子非線性，觀察到在圖2a和較大的N造成在532 nm處較強的泵浦吸收。圖1中納米天線ITO混合系統(tǒng)的光譜分辨非線性響應在圖2b中展示，我們繪制了在-20ps（紅色點線）和5ps(黑色方塊線)處反射率R/R的幅值。明顯地，固定部分（紅色區(qū)域）緊密地類

12、似于純的ITO響應在沒有納米天線情況下。我們把這部分歸屬于在焦斑中的ITO背景信號中，這與納米天線無關。快速部分（藍色區(qū)域）顯示了以天線偶極共振為中心的兩極的形狀，圖3a所示（垂直方向）。考慮到天線罩的一部分只有百分之幾的探測點，同樣大小的天線和ITO信號表明天線的非線性響應是一個數(shù)量級大于純的ITO，下面將進一步量化。類似的響應，在ITO基板上作為天線觀察天線，它被ITO層完全覆蓋。橫向極化天線模式被發(fā)現(xiàn)，這表明類似的非線性共振位移作為縱向模式顯示。為了建立泵浦-檢測光非線性響應是否能被歸因于金，ITO，和混合天線ITO非線性，我們通過天線進行了額外的實驗，通過一個100nm的SiO2分隔層

13、從ITO分開。在圖3b，d中，我們比較了兩種納米天線的快速響應，這兩種納米天線在高導電性的ITO和SiO2上生長。相應的消光光譜在圖3a和c中所示，偏振方向平行于天線軸線。我們發(fā)現(xiàn)在ITO上的天線通常會有一個比在SiO2上的天線較小的橫截面，在光譜區(qū)域這歸因于不同基底的介電常數(shù)。圖3的b和d中，兩個天線的非線性反射率非常不同的表現(xiàn)。對于在SiO2上的天線，一個主要負的R/R被發(fā)現(xiàn)，這與通過在金中傳導電子的非平衡加熱漂白的表面等離子體共振是一致的。在圖3c中開放的圓圈表明由于聲波振動所產生的微小地正值，在下文中即將討論。在圖3e中顯示了對于納米天線ITO混合系統(tǒng)一個完整時間和波長相關圖像的非線性

14、調制。在圖3f中顯示了泵浦探測光的反射率與每脈沖泵浦能量息息相關。無論是固定的（紅點）和快速（黑鉆石）的部分都顯示線性依賴與泵浦能量，這是預期的三階非線性，其中的折射率變化與泵浦強度時間非線性系數(shù)n2成正比。在不同的樣品上對若干天線的性能一個完整的統(tǒng)計分析在圖4中展示，我們繪制出在泵浦能量為80pJ的非線性R/R的最大值。這里的非線性信號進行歸一化處理對空間調制信號的最大值為天線極化率標準化變化。一個正值根據天線顯示了雙極性響應，然而一個負的值表示一個單極的漂白信號。統(tǒng)計分析證實了圖3 中所觀察到的，一個從性質上不同的響應可以在天線ITO混合系統(tǒng)中被觀察到如同在SiO2的天線上一樣。四個高導電

15、性的納米天線并沒有顯示報告的共振位移而是呈現(xiàn)了短暫的漂白響應。雖然對觀察的變化的詳細理解在圖4中是缺乏的，但是我們希望這與樣品的局部變化是有關的，包括納米天線基底的附著，粗糙度，和ITO的多晶結構。測量沒有顯示對天線間隙尺寸的依賴性，表明影響不嚴重依賴于天線的間隙填充。這與非線性響應上有限影響的全ITO覆蓋所一致的?；疑幱皸l表示統(tǒng)計平均值和所有的天線的標準偏差，在ITO和SiO2上天線產生的值分別為0.05 ± 0.06和-0.1 ± 0.08。我們使用相對弱的泵浦功率得到統(tǒng)計在圖4中調制深度將在圖3中最高泵浦功率的2.5倍。上述實驗結果表明快速調制的在ITO上的納米天線

16、與在ITO基底上非線性折射率的變化直接相關。作為我們分析ITO納米天線相互作用的起點，我們計算了表面等離子體共振納米天線響應對修正的載流子密度的FDTD模擬。我們考慮了一個大小為200×120×25nm3的矩形二聚體納米天線對于個別的臂和20nm間隙寬度。ITO分布影響通過比較幾何圖形來評估，其中ITO只存在于天線間隙中伴隨天線完全嵌入在ITO中（在圖5a，c插圖中）。對于變化的ITO自由載流子密度在5.0×1020cm-3和9.6×1020cm-3之間，單個天線的消光截面在圖5a和c中顯示。減小的自由載流子密度與天線的偶極共振紅移是相關的。注意到這都發(fā)

17、生在ITO是電介質的情況內，自由載流子密度的增大導致減少的折射率和另外一個篩選的電容天線的相互作用的減弱。從實驗確定的自由載流子密度開始9.6×1020cm-3，得到不同的泵浦檢測光譜如圖5b，d所示泵浦引起的載流子密度變化。幅度和頻譜形狀的理論曲線與我們載流子密度變化N=-6×1019cm-3的實驗數(shù)據匹配的很好。該載流子的減少大于平穩(wěn)變化一個和兩個數(shù)量級，分別測得低和高的導電性ITO基底在沒有天線的情況下（如表1）。天線ITO混合系統(tǒng)非線性參數(shù)n2為5.9×10-11cm2/W,or 1.4×10-8esu，這比沒有納米天線的ITO大36倍。因此，納

18、米天線顯示作為一種ITO自由載流子非線性敏化劑。我們注意到自由載流子非線性的孤立金粒子可以達到10-7esu，然而這受其虛部產生的表面等離子體漂白，在3d中可被觀察到。然而納米天線對電介質縫隙加載有明顯地敏感性，完全嵌入式的天線沒有定性的差異，這顯示具有最大的共振位移。我們還對ITO為基底的天線對給定的兩種情況類似的結果進行計算。電容式臂耦合效應在天線臂長度相同情況下通過比較單個的金納米棒的響應來評估。在圖5 e和f中所示一個單個棒的諧振位移遠小于耦合天線臂的諧振位移；然而，位移與自由載流子濃度的影響也可以在單個天線中清楚的觀察到。這證實了位移的性質由于天線ITO混合系統(tǒng)。我們注意到消光向長波

19、長的增加可以歸因于在ITO基底吸收，其尺度與模型中ITO材料的量成正比。在泵浦探測光信號中的振動可以在這個區(qū)域內被觀察到，圖5d，這在我們實驗數(shù)據中也可以被發(fā)現(xiàn)圖3b，由于在自由載流子密度附近天線中直接的變化。在自由載流子調制中獲得了天線ITO混合系統(tǒng)相比于純的ITO數(shù)量級的差別表明了局域自由載流子密度上納米天線的影響。此外，在R/R泵浦檢測光響應對于在ITO和SiO2基底上的天線有明顯的不同（圖3），表明在天線非線性響應的機制下的不同。這種解釋由從振動模式下得到了進一步的證據來支持，如圖6所示。眾所周知，膠體金納米粒子，快速能量弛豫的光激發(fā)電子到晶格導致一個連續(xù)的納米機械振蕩。我們觀察到這些

20、振動模式（圖6b）對于在SiO2上一個大的數(shù)目的天線，以及低導電性的ITO，但不適用于高導電性的ITO天線（圖6a）。在低導電性的ITO上的17個天線，我們發(fā)現(xiàn)振動模式為11（64.7%），而24個在SiO2上的天線模式為15（62.5%）表明聲振動。在高導電性ITO上的天線，另一方面，我們在研究中發(fā)現(xiàn)的所有19個天線無振動。更快阻尼的振動模式的黃金天線在ITO上比在SiO2上更容易預期給定的聲阻抗（ZAu=6.2×107,ZITO=5.6×107,ZSiO2=3.5×107kgm-2s-1）。然而，聲阻抗不能解釋在ITO中低和高導電性的差異。振動模式的不支持我們

21、的解釋，這必須有一個根本的區(qū)別在兩個基板的能量傳遞機制中。為了解釋上述結果，提出一種基于熱電子快速噴射從光激發(fā)的黃金到ITO基底，其次是熱化和ITO中局域衰減。這個過程很容易造成ITO的高導電性結合在天線和基底之間一個良好的電接觸。對于金膜的熱電子擴散長度Ze可以如下計算Ze=ke/g1/2126nm。在這里，我們使用電子熱導率ke317Wm-1K-1和金的電子-聲子耦合常數(shù)g=2.0×1016Wm-3K-1。假設在ITO天線界面上一個良好的電阻性導電體，在電子-聲子弛豫時間中熱電子的注入，因此結果導致了一個ITO基底直接圍繞在天線周圍快速加熱。我們計算了一個立方體200×

22、100×100nm3ITO的溫度的瞬時上升。瞬時升溫如下T=aF/cvV270。在這里我們使用計算天線吸收截面為532nm，a=2.4×10-14m2，泵浦的影響F = 57 J m-2，ITO的熱容為Cv=2.58×106Jm-3K-1。F和a的值與轉換能量1.4pJ相符合。圍繞納米天線的ITO快速局部加熱，熱電子注入后，導致自由載流子的凈遷移由于熱擴散和空間電荷類似的photo-Dember效應。泵浦檢測光天線調制的衰減由熱區(qū)域的冷卻時間250ps控制。我們設置的高重復頻率導致一個較大的固定背景溫度和微米大小的面積，這提供了純凈的ITO信號，在圖1和圖2中。背

23、景溫度在距離約為0.2m，T=2aI4kr=10，其中激光的平均強度I=3×109Wm-2和ITO的熱導率為k=5.9Wm-1K-1。總而言之，我們表明了全光控制的在ITO納米天線。我們確定一個混合皮秒非線性響應包括快速從金天線熱電子注入，然后通過熱化和ITO的自由載流子密度的局部減少。我們的工作表明等離子體介導的熱電子注入提供了新的功能在納米尺度下控制在納米材料的光學性質，這是根本的重要性，開辟了一條超快器件和探索新的材料組合產生的全光開關的道路。利用ITO自由載流子非線性周圍的大量等離子體頻率，熱電子注射提供一個大的調制的天線偶極諧振波長。透明的導電氧化物ITO被證明是一個有前途

24、的納米光子開關的非線性材料支持對電光調制的早期工作。未來的研究必須解決在單個天線中最初的最大的差別，這與在納米尺度上結構變化和納米制造變化上有關，特別是金-ITO接觸。目前應用的激光強度通過熱不穩(wěn)定性和激光損傷在我們的研究中是有限的；然而，計算預測進一步改進的載流子消耗1階將提供更大的調制的等離子體模式。未來的研究或許是探索光和電相結合的天線ITO混合系統(tǒng)來達到目標。最終，定制統(tǒng)一調制的等離子體共振天線模式在一個全固態(tài)結構中，這將使重要的新的應用成為可能，在開關的信號通道，非線性光學控制的過程和輻射衰減工程方面。圖1.（a）二聚體納米天線的SEM圖像圓圈表示的是泵浦（綠）和探測（紅）大小。顯微鏡下（b）天線消光信號（空間調頻）和（c）快速元件的非線性泵浦-檢測光信號（去掉熱背景），泵浦能量為180pJ，比例尺a-c為1m。（d）時間分辨反射率，波長為910nm，慢的納米天線響應（紅色）快速的天線ITO混合響應（藍色）。（e）橫截面積的非線性信號t=-20ps（紅色圈），泵浦探測光信號t=5ps（黑色方塊），藍色指示快速非線性元件。圖2.（a）緩慢的非線性響應在ITO基底從高電導性（紅色圓圈）和低電導性（藍色三角形），（插圖）反射率與。線性表明Drude模型計算。（b）從