圓柱矢量光束的研究進(jìn)展

1、圓 柱 矢 量 光 束 的 研 究 進(jìn) 展作為先的重要特性之偏振同時也賦予了光束矢粒的性質(zhì)口利用光束的矢 量本原,以更與物質(zhì)相互作用的水平,人們設(shè)計(jì)出了非常多的光學(xué)器件和光學(xué)系 統(tǒng).在過去的研究中,人們通常只考慮偏振態(tài)在空間均句分布的光束.例如線偏 振光,桐圓偏振用以及圓偏振光m隨著對激光研究的不斷深入以及各種需求的驅(qū) 動,這種偏振均勻分布的光場已顯現(xiàn)出局域性*對光場進(jìn)行有效的空域調(diào)制,尤 口對光場偏摭態(tài)的空域調(diào)控,例造具有奇特性質(zhì)的新型空間紀(jì)構(gòu)光場,為操縱光 傳播行為提供新的思躇,近年來.圓柱矢量kylmdnmlvMl網(wǎng)CV光束引起了人 們的極大美注,這種偏振在橫截面上呈非向勻分布的光束帶來

2、了更多的新現(xiàn)象, 并有助于進(jìn)一步增強(qiáng)光學(xué)系統(tǒng)的功能.本章從波動方程在柱坐標(biāo)系下的解出發(fā),推導(dǎo)出了圜柱矢叁光束的數(shù)學(xué)表 述.作為圓柱矢量光束中的兩個特例,徑向和角向偏振光的偏振方向分別為軸對 稱的徑向和角向分布,這種獨(dú)特的偏振態(tài)在現(xiàn)代光學(xué)中有假設(shè)非常重饕的應(yīng)用,我 們介紹了相時稱偏振光束的產(chǎn)生方法,這種軸對稱光束在大數(shù)值孔位透鏡聚集下 有著非常特姝的聚焦特性&利用理查德-沃爾夫矢顯衍觸理論Richard-Wolf veciorial diflraciion theory t載們對焦點(diǎn)處電場的分布進(jìn)行了理論il苴9同時. 我們介細(xì)了近年來幾種基于軸對稱光束的屈用.本章的研究內(nèi)容主要分為三個局部,

3、設(shè)計(jì)了一種新型的納米天線輔助的墻強(qiáng)光學(xué)透射結(jié)構(gòu).為了增強(qiáng)SPP&的 激發(fā)效率,使用徑向偏振光為激發(fā)游并采用同樣軸對稱的外表等離子體 結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì).分析了圓形天線的結(jié)構(gòu)參數(shù)對于增強(qiáng)透射效果的咫響.通過教 值模擬,得到了非常高的增強(qiáng)透射. 利用強(qiáng)聚焦下軸對稱偏振光束的聚焦效應(yīng),以及一維她陷光子晶體對于傳 輸光場入射角度的選擇性,通過應(yīng)變?nèi)肷涔鈭龅钠駪B(tài)徑向或角向, 可分別產(chǎn)生消逝的零階或一酹貝塞爾光束. 為了解決之前設(shè)計(jì)中消逝貝塞爾展束強(qiáng)度較弱的問題.利用光子晶體的帶 邊增強(qiáng)效應(yīng),入射光會在光子晶體最后一層界面處獲得大幅度的增強(qiáng).當(dāng) 徑向和用向偏振光在光子晶體的不同儡面入射時會分別產(chǎn)生增強(qiáng)的零階 或一

4、階消逝貝塞爾光束.2.1圓柱矢量光束的數(shù)學(xué)表述【21圓柱矢量光束是麥克斯韋方程在柱坐標(biāo)系中的解,它在振幅和位相上都滿足 軸對稱的要求必、通過解標(biāo)量友姆雷茲方程,我們可以得到自由空間中光束的旁軸近似解.n 由空間中的亥姆霍茲方程為：(2.1)(2.2)(2,3)(2.4)儼+P) = 0其中攵=2乂為波數(shù).對于笛卡爾坐標(biāo)系而盲,有： E、充不修亥姆霍茲方程的電場通解可表示為,(x,N/,f) = (x,7,/)exp 0徑一皿)將通解代入亥姆雷茲方程,可得：俗啕卷喂卜對公式(2采用緩變包絡(luò)近似后,可以忽略uz的二階導(dǎo)數(shù).通過對r 和y使用別離變量法,再引入?yún)?shù)加,可以獲得厄密誨斯(Hermite

5、Qaim)解：(右如中右)書曲()其中瓦為代表電場振相的常數(shù),Mz)為光斑大小,W0為束腰處的光斑大小, 環(huán)=榜/久為瑞利范圍,%.(z) = (m + + l)tanT(zo)為Gouy相移,凡,(不)為 厄密多項(xiàng)式,它滿足微分方程；翳-2x 饕嘰=0(2.6)w (f)給出了偏振態(tài)在空間均勻分布的模式,圖2.1(g)中,電場的偏 振方向總是沿著徑向,被稱為徑向偏振.與之類似,圖2.1(h)中所示的偏振分布 被稱為角向偏振.圖2.1中所示的圓柱矢垃光束為役句和角向偏振光束的線性 更加e在許多實(shí)際應(yīng)用中,特別是對于有著大截面的CV光束,常常不使用上面所 推導(dǎo)的貝塞爾高斯解,而是使用更為荷化的形

6、式.對于比擬小的月.束腰處的 貝奈爾高斯解可以近似為：(rtz) = Xrexp卜3小=這種振幅分布與LGoi模式完全一致11只是不存在泯旋位相.厄米多項(xiàng)式的前兩階為：出力1,G)2z,帶入公式(2.5)可得HG10模 為8“加)=42 點(diǎn);7普, x(2.20)卬3 M z)同理,可得HGoi模為：(xj,2)ay(2.21)因此,徑向和角向偏振光束能夠用正交的HG01和HGu模式登加而成：R = HG寓* HG后(2.22)& =/0通+ HG 展(2.23)其中耳和號分別代表著徑向和角向偏振.圖2.2說明了這種段加組合關(guān)系.圖2.2正交偏振的HG模式的線性決加可形成徑向和角向偏振光.2.

7、2圓柱矢量光束的產(chǎn)生方法自1972年以來,尤其是最近的十幾年內(nèi),有過許多關(guān)于CV光束產(chǎn)生方法 的報(bào)道.根據(jù)產(chǎn)生過程中是否含有放大介質(zhì),可分為主動方法和被動方法兩大類. 在本文中,我們將只介紹被動產(chǎn)生方法.2.2.1 自由空間中的被動產(chǎn)生方法自由空間的被動產(chǎn)生方法是將具有空問均勻分布偏振態(tài)(一般為線偏振或圓 偏振)的光束轉(zhuǎn)化為空間偏振非均勻分布的CV光束c因此,用來進(jìn)行偏振轉(zhuǎn)換 的器件需要具有空間非均勻分血的偏振人性.例如,利用雙折射材料或二項(xiàng)色 性材料1可制作的徑向偏振器.徑向偏振器自身的偏振傳播軸沿著徑向或指向的方向排列,因而是一種適于產(chǎn)生徑向或角向偏振光的器佇.相比擬二項(xiàng)色性的徑向 偏轉(zhuǎn)器

8、,雙折射的徑向偏振器有著更好的偏振純度,但是二項(xiàng)色性徑向偏振器的 優(yōu)點(diǎn)是結(jié)構(gòu)更為緊湊.根據(jù)所用徑向偏轉(zhuǎn)器的類型,通過徑向偏振器的光束將呈 徑向或角向偏振.然而,在使用徑向偏振器產(chǎn)生CV光束時,需要特別注意Beny 位相的問題網(wǎng).對于圓偏振光,它的電場可以被表示為：瓦=爐,+ 尸,=(cos此一sin 帕)+ /(5in(UFf + cos代卜 J(5十屬.)(2.24)其中&和.為迪卡爾坐標(biāo)系的單位矢量,.和弓為極坐標(biāo)系的單位矢量.光束通 nJrV過徑向偏力器后,假設(shè)徑向偏振器的傳播軸是沿著徑向方向,那么出射光的偏振態(tài)為：%=“,(2.25)由上式可見,及然出射光的電場方向沿著徑向方向,但卻存

9、在一個附加的螺旋位 相川U .Mt pimwaor output圖2.3利用徑向偏振器和螺堡位相片產(chǎn)生CV光束.人射光為圜偏振光,引自文獻(xiàn)2.為了獲得純潔的CV光束,可以利用有著相反螺旋性 6的螺旋位相片將 通過徑向偏振器后所產(chǎn)生的幾何螺旋位相去除.螺旋位相片可通過EBL等技術(shù) 來加工,或是通過液晶空間光調(diào)制來產(chǎn)生.如圖2.3所示,入射的圓偏振光在通過徑向偏振器和螺旋位相片之后,會根 據(jù)徑向偏振器的類型轉(zhuǎn)變?yōu)榧儩嵉膹较蚧蚪窍蚱窆馐?光路中最后的兩塊二分 之一波片可以看作一個元件組,它們的作用是旋轉(zhuǎn)入射到元件組上的光束的偏振 態(tài).根據(jù)瓊斯矩陣,這兩塊二分之一波片組合的瓊斯矩陣可寫為：T cos

10、 2 而2幻85必 sin2a一 sm 102 -8524 Jgin2q -eo$ 1UX8s2何一幻Ti叫4-町(2對加2(4-幻 C32(-)J(226)A -2(4-0)其中a和d分別為第一塊和第二塊二分之一波片快軸和上軸的夾角,a代表一個 旋轉(zhuǎn)元件,有;q 8S0 sin 01& = cos6_|QX)可見,兩塊二分之一波片可以將光束的偏振態(tài)旋轉(zhuǎn)2(q-q)度.因此,如 果調(diào)整兩塊二分之一波片的快軸方向并使得它們之間的夾角為45度.所對應(yīng)的 偏振態(tài)旋轉(zhuǎn)就為90度,從而可以使得出射光的偏振態(tài)在往向和角向之間切換, 而無需更換徑向偏振器的種類.2.2.2光纖中的被動產(chǎn)生方法縱所周知,多模光

11、纖支持TEoi和TMn這兩種有著環(huán)形場分布的模式,其中 TEm模式對應(yīng)著角向偏振,而TM(n模式那么對應(yīng)著徑向偏振,為了利用光纖產(chǎn)生 CV光束,需要在光纖中選擇性的激發(fā)TEi或TM.】模式.根據(jù)圓形波導(dǎo)的模式 理論,當(dāng)光纖的歸一化頻率參量V小于2.405時,光波導(dǎo)中只有HEh模式, 被稱為單模光纖.當(dāng)V大于2405時,其他高階模式就會出JR. V值越大,出現(xiàn) 的模式就越多,被稱為多模光纖.TBn和TMoi模式是LP模的筒并模式(圖 2.4),為了在光纖中高效的激發(fā)LP模式,V的數(shù)值應(yīng)大于2405,且小于LPq 模式的截止頻率(V= 3.38).圖2.4光纖中LPoi和LPu模式的偏振態(tài).LPh

12、有三種簡井模式：TEcp TMm和HE,. 為了產(chǎn)生CV光束,需要從少模米纖中選出TEm或TMi模式.通常情況下,在光纖中只激發(fā)T&I或TM)模式而不激發(fā)基模是很難做到的. 基模的強(qiáng)度最高,因此基模的出現(xiàn)會使得CV光束的質(zhì)量變差.根據(jù)光波導(dǎo)理論. 當(dāng)耦合入多模光纖的人射光的聚焦光斑與光纖纖芯不完全對中時光纖的熠合效 率會迅速的降低,并且低階模式耦合效率降低的速度會比高階模式更快,因此, 通過人為的使得少模光纖與入射光偏中對齊,可以有效的抑制光纖中基模的耦合 效率,而使得少模光纖中存在的模式主要為LBi模中的模式.這里光纖所起到 的作用類似于空間漉波器和偏振選擇器.圖2.5(a)展示了用少模光纖

13、產(chǎn)生徑向偏振光的裝置圖,激光在耦合入光纖之前首先通過r一個想旋位相片.這有助于提 高耦合效率.圖2.5b展示了檢驗(yàn)徑向偏振光偏振分布的方法.讓出射光束通過 一個線俯振片,當(dāng)旋轉(zhuǎn)偏振片時,徑向偏振光耨分為兩限并池之旋轉(zhuǎn).圖2.5 ,實(shí)驗(yàn)中使用少帙光纖產(chǎn)生徑向偏振光的奘置圖.b產(chǎn)生的徑向偏振光通過 線偏振片后的強(qiáng)度分布,白色箭頭標(biāo)明了線偏振片的通光方向.引自文獻(xiàn)2.2.3柱矢量光束的聚焦特性cv光束之所以在近年來受到越來越多的關(guān)注,7艮大一局部原因是由于其所 具有的獨(dú)特聚焦特性.在強(qiáng)聚焦下,徑向偏振光的聚焦光斑小于其他偏振態(tài)空間 均勻分布的光束,并旦有著極強(qiáng)的局域的縱向分量.同時,由于縱向和橫向分

14、量 所受的切趾效應(yīng)不同,分布也是空間別離的.圖2.6利用篇數(shù)值孔徑透鏡聚卷CV光束.利用理查德沃爾夫矢量衍射理論,叫可以分析偏振光束在強(qiáng)聚焦時的聚焦 特性,圖2.6給出了理論推導(dǎo)時所用的結(jié)構(gòu)和坐標(biāo)系.假定入射光場在光學(xué)系統(tǒng) 的入射光瞧處的波前為平面,所用的聚焦透鏡為一消球及透鏡.入射場的振幅和 偏振態(tài)在空間中可以是任意的.為入射光徑向方向的電位向量,該單位向量垂 式于光軸,在迪卡爾直角坐標(biāo)系下可以被表示為：go+En 此2.28其中.為平而o上相對于X軸的方位角.角向的玳位向量可以表示為g/i,其 中為沿著光軸的單位向斌.入射的CV光束的電場可以寫為徑向和角向分量的 組合：2.29其中為入射光

15、的振幅.根據(jù)理查德沃爾夫的衍射理論,焦點(diǎn)附近的電場可以 表示為對半徑為f的球面1的積分：-；. =芒If 4仇種呻般爐230其中左為波數(shù),耳為折射光束的方向,戶從面1指向觀察點(diǎn),可為矢量場的振幅.可表示為：曷 ,8產(chǎn).股看十孝*聞(231)從上面的公式中,可以看出經(jīng)過透鏡的聚焦后,入射光的徑向分量沿著幺方,向,而角向分散沿著g小與方向.在笛卡爾坐標(biāo)系中可以被表示為: gi = sin 6et +00$.向=siner + coscose. +sine?(232)同樣,對于與有：& 二cos依-sin甌=85呢-sin08s陀 +sin舊(2.33)假設(shè)觀察點(diǎn)為了 二(2 ,4)=A 8瓶+旦

16、in餌 * ,因此有:金,二一丹 sin 6(864cos “ sih/sii),) + zf 8s6 2J 8S.一.sin0cos(0一a)(234)當(dāng)采用徑向偏振光束入射時,公式2.29中4=0,焦點(diǎn)附近電場在迪甘爾 坐標(biāo)系下可表示為：；=彳si*18coss . . COS08S.cos 夕 $in+sin.ddO (235)其中a由聚能透鏡的數(shù)值孔徑numerical aperture,NA所決定.利用坐標(biāo)變換公式：(236)寸,ejcos應(yīng)d,&in6年二率?54+彳點(diǎn),可以格E在柱坐標(biāo)系下改寫為：(237)號.二0斗：假設(shè) J：sin? 6 36 外(夕清UM0利用貝塞爾函數(shù)的性

17、質(zhì)：(238)因此公式(2.37)被簡化為；.(239)自=sinecosGcosV,乳(.妙億姐)/ 伊 sin.g = -iyJjsiM 外依.鞏S乜(M sing)%圖2 7大數(shù)值孔徑透鏡聚焦下的CV光束的場分布,(a)-(c)徑向偏掇光在用聚傳下 時縱向分量.林向分量以及總場強(qiáng)在y面上的場分布,此時沒有角向分量的 存在(d)穿過圖-(c)中央虛線的我掃描. Q)角向偏振光強(qiáng)聚侏下的場分 布,此時只有向向分量存在.(f)通過圖(e)中央虛段的線掃描.引白文獻(xiàn)2.同理,對于他向偏振光的入射,公式2.29中的小=0,她點(diǎn)附近的電場可 以表示為：卑 J 75：sm2鞏sin.2.40圖2.7中

18、給出了透鏡NA為0.8時,強(qiáng)聚焦下CV偏振相應(yīng)的場分布I川. 可以看出,當(dāng)徑向偏光被強(qiáng)聚焦時,焦場由徑向和橫向分量組成,其中徑向分量 占優(yōu)勢,峰值在光軸上并且角寬度很窄,而橫向分髭有著甜甜圈的場分布,光軸 上的場為零對于用向偏振的聚位,焦平面附近只有甜SISI分布的角向分量存在.2.4圓柱矢量光束的應(yīng)用2. 4.1圓柱矢光束用于光鑲光波的線性動后能催在微觀物體上產(chǎn)生輻射壓力,從而對物體實(shí)施機(jī)械操 控.自Ashkin利用激光所產(chǎn)生的輻射壓力實(shí)現(xiàn)了對微米顆粒的捕獲和操控后巴 光學(xué)捕獲和光鐐就被做為一種強(qiáng)大的工具,在捕獲和操控原子、分子、納米顆粒、 活體生物細(xì)胞等領(lǐng)域發(fā)揮了重要的作用口司.一般來說,

19、在光鎮(zhèn)中存在兩種輻射力：梯度力和散射/吸收力.梯度力與電 場平方的梯度成正比,作用是將粒子拉回至熄點(diǎn)的中央.散射/吸收力的產(chǎn)生是 由于粒子上光子散射或吸收而造成的凈動量交換力的大小與場的坡印廷矢最成 正比,如果粒子處于焦點(diǎn)的中央,散射/吸收力會將粒子推出焦點(diǎn)區(qū)域,從而破 壞捕獲.因此,假設(shè)要將粒子牢固的捕獲,需要作用于粒子的悌度力大于其受到的 散射/吸收力.對于介助粒千米說,實(shí)現(xiàn)這一要求并不困難.因此,介順粒子的 三維捕獲也相對簡單.然而,對于金屬顆粒來說,由于其散射和吸收比牧強(qiáng),因 此稔定的三維捕獲是較為困難的.雖然之前也有過捕獲瑞利和米氏金屬顆粒的報(bào) 道叫但那些捕捉大局部局限于非常小的顆粒

20、,或是較長的波段.當(dāng)波長減小 時,散射/吸收力的增大速度快于梯度力,從而穩(wěn)定的粒子捕獲難以實(shí)現(xiàn).在利用光鎰捕獲介質(zhì)粒子的應(yīng)用中,通常采用高斯光作為激發(fā)光源.由于高 斯光束的聚焦場中央為峰值因此只適合捕獲自身折射率高于環(huán)境介質(zhì)的介質(zhì)粒 子.對于那些折射率低于環(huán)境介質(zhì)的粒子,那么需要中空分布的激光模式作為捕獲的激發(fā)源內(nèi)嘰這種對光源的要求增加了實(shí)際應(yīng)用中所需的器件,因此在一定程 度上限制了光鉗的開展.近些年來,隨著CV光束的興起,人們發(fā)現(xiàn)CV光束的 聚焦特性在光做中也有著很好的應(yīng)用.在強(qiáng)聚焦下,徑向偏振光的縱向場占絕對 優(yōu)勢并口中央為峰值切,適于捕獲折射率高于環(huán)境介廉的介庸粒子.而角向偏振 光的聚焦

21、場中只包含中空分布的橫向分量口7因此適合用于捕獲中空粒子以及折 射率低于環(huán)境介質(zhì)的介質(zhì)粒子.更為重要的是,徑向偏振光適用于捕捉那些難以穩(wěn)定限制的金屬顆粒.從公 式(2.39)和(2.40)可以看出,對于強(qiáng)聚焦的徑向偏振光來說,它的縱向分量與橫 向分量之間存在產(chǎn)/2的位相差,這意味著z分量是不攜帶平均能量的.但是,它 依然能夠存儲電能.這種特性非常適合用來對納米顆粒,特別是金屬顆粒實(shí)現(xiàn)三 維捕我Q支對于非常小的顆粒,根據(jù)瑞利散射,作壓在納米顆粒上的,由于電 偶極子相互作用而產(chǎn)生的幅射力可表示為：心= Rx(a)/同(2.41),(242)aJ%(S),Cc(243)其中?為金屬顆粒的極化軍,可寫

22、為a = 43飛住-與)/住,24),金和分別為 金屬顆粒和環(huán)境介質(zhì)的介電常數(shù).(S),為坡印廷矢量軸上分量的時間平均.G由 和C心分別為放射和吸收截面.尸疝分別為佛度力、放射力和吸收力.當(dāng)利用徑向偏振光強(qiáng)聚焦效應(yīng)對粒子進(jìn)行捕獲時,一方面,強(qiáng)聚焦下會形成 很強(qiáng)的梯度力,另一方面,由于(S),在光軸的方向上為零,因此散射力為零“叫 通過一個簡單的計(jì)豫,可以更清楚的看出位向偏振光在捕獲金屬顆粒時的優(yōu)勢. 選取的參數(shù)為；激發(fā)波長2=K)47nm,刁=1,33,所用環(huán)形透鏡的切趾函數(shù)為：/ ifsinRNAjveqNA/n,)(2.44)0 otherwise其中R)為代表振幅的常數(shù),NA為透鏡的數(shù)值

23、孔徑,計(jì)算中NA取為0.95mNA, 由環(huán)形透鏡的內(nèi)半徑?jīng)Q定,入射激光的功率定為100mW為了保持功率的一致, 當(dāng)NA】改變時,振幅Po也會隨之進(jìn)行調(diào)整.圖2.8為NAi=0.6時聚焦場的 強(qiáng)度分布.作為比照,同樣給出了鼓偏振光在相同聚焦系統(tǒng)下的橫向強(qiáng)度分布. 顯然,當(dāng)徑向偏振光聚焦時,焦斑更小并且強(qiáng)度的峰值更高.因此,所產(chǎn)生的益 于捕獲的梯度力也更大.同時,從圖2.8 Cb)和(c)中可以看出,時間平均的 坡印廷矢量聲)在光軸上為筆,并且在光軸附近的一定區(qū)域內(nèi)也可以忽略,因此 相應(yīng)的放射力和吸收力都為零.這些特點(diǎn)都為金屬顆粒的三維捕獲創(chuàng)造了理想的 條件.最近,李志遠(yuǎn)等人在實(shí)驗(yàn)中利用徑向偏振光

24、對單個金屬納米顆粒實(shí)現(xiàn)了穩(wěn) 定的捕獲.所采用的金屬顆粒的汽徑為50nm和90nm,實(shí)驗(yàn)結(jié)果也證實(shí)了徑向 偏振相對于線偏振在金屬顆粒捕獲上所具有的優(yōu)越性四研究說明,角向偏振光有著用于捕獲磁性電子的潛力信根據(jù)電磁場的對偶特性,只需要對電場表達(dá)式做如下替換就可得到向向偏振光在強(qiáng)聚加下的磁場 分布：圖2.8 (a)徑向偏振光在大數(shù)值孔徑透鏡聚焦下焦平面的電場強(qiáng)度分布作為比照,也 給出了相同聚焦條件下的線偏振聚體場分布.(b)徑向偏振光在大數(shù)值孔徑透寬 聚焦下y平面內(nèi)時間平均的城印任矢員9怔)焦平面上(b)的線掃描.引 自文獻(xiàn)20 , P T 回 (?,EcB(2.45)cB-k-E其中方為電偶極矩,而

25、為磁偶極子.由于磁偶極子的相互作用,瑞利堿性粒子上 產(chǎn)生的翻射力可表示為：.F = /2)+ fixr；( x ffc1(2.46)其中4 =之十放：為粒子的磁極化率.對于非磁性的介質(zhì)粒子這個力與電偶極 子所產(chǎn)生的力相比要小的多.而對于磁性粒子來說,這兩種力的大小是具有可比 性的.近些年來,時特異性材料(mctamatcrial)的研究得到了飛速的開展,材 料碳響應(yīng)的人為設(shè)計(jì)也成為了可能,對角向偏振光捕獲磁性粒子的研究可以幫助 我們更好的理蟀這些新型人造材料的特性.2.4.2 圓柱矢置光束用于近場探針近場掃描顯微鏡是眾多掃描探針顯微鏡中的一種,所得光學(xué)信息的空間分辨 率能翳超越衍射極限“叫通常

26、使用的NSOM探針是將金屬膜假在椎形玻璃光纖 上,由于光纖的頂端是裸露的,形成了一個納米尺度的圓孔,因此被稱為開孔型 探針.這種探針的主要缺點(diǎn)在于光學(xué)透過率低以及分辨率有限,透過率低是由椎 角和孔徑的小尺寸所造成,而空向分阱率主要取決于孔徑的大小和探針與樣品的 距離.由于一些技術(shù)上的限制,例如可探測信號較弱,背景放射噪聲較大,以及 對于探針一樣品的跟離拄制過于嚴(yán)格等d23開孔型NSOM探針的分辨率通常 在5a100nm之間.為了解決開孔型NSOM探針存在的諸多問題,人們提出了無孔型NSOM探 針技術(shù).并設(shè)計(jì)出了多種不同結(jié)構(gòu)的金屬探針,其中大多數(shù)都基于SPP6激發(fā)或 類似于避雷針效應(yīng)的局域自由電

27、子所帶來的場增強(qiáng)效應(yīng)同.探針上激發(fā)的SPPs 會傳播到鋒利針尖結(jié)構(gòu)的頂端,形成極強(qiáng)的局域場.隨著研究的進(jìn)展,人們發(fā)現(xiàn) 場增強(qiáng)的因子對于探針的結(jié)構(gòu)以及激發(fā)光的偏振態(tài)有著強(qiáng)烈的依賴性.此外,許 多基于線偏振光激發(fā)的無孔型NSOM探針都存在著近場背景噪聲大等嚴(yán)重問題為了消除背景喚聲,并在探針尖端產(chǎn)生很強(qiáng)的局域場,WcibinChs等人提 出一種基于徑向偏振光激發(fā)的近場探針設(shè)計(jì)磔】如圖2.9所示,一個鋒利的錐 形介質(zhì)針尖被加工在半球形固體浸沒透鏡SIL底部的中央,為了形成一個無孔 型探針,井消除遠(yuǎn)場背景信號,S】L的底部和整個探針都被很薄的根膜所覆蓋. 當(dāng)徑向偏振光進(jìn)入軸對稱的全覆蓋的無孔探針時,所產(chǎn)

28、生的SPPs將沿著譙形表 面向葉尖的頂端會聚.由于入射的偏振和探針結(jié)構(gòu)都為粕對稱,因此SPPs場之 間會發(fā)生和干干預(yù),在尖峭處形成增強(qiáng)的局域場.與之形成鮮明比照的是,如果 將偏振空間均勻分布的光耦合入探針,由于相反的探針外表上攜帶著相反的電 荷,因此針尖頂端的外表等羸子體場會形成相消干預(yù),從而無法獲得局域場的增Radially polarized incident beam圖2.9基干役向偏振光激發(fā)的無孔型NSOM探計(jì)設(shè)十.小白文獻(xiàn)28】.為了分析探針的特性,他們使用有限元商用軟件COMSOL對近場探針進(jìn)行 了數(shù)值模擬.模型中.探針的半錐角為16.4.,針尖的曲率半徑為20nm,整個探 針都被

29、50nm厚的銀膜所瑁蠱,針尖處銀膜的曲率半徑為5nm.波長為6325nm 的徑向偏振光沿著垂直于探針底部的方向激發(fā),其電場表達(dá)式為：其中為徑向坐標(biāo),w04m為束腰尺寸.圖2.10給出了探針尾端二維和三維 的電場能盤分布.可以看出,被激發(fā)的SPPs沿著根/空氣的界面?zhèn)鞑?并在探針 頂端發(fā)生相干干預(yù),造成了局域場的進(jìn)一步增強(qiáng).尖端處的局域場電場增強(qiáng)約為 320.半高全寬小于lOnme這種無孔型的探針在近場光學(xué)顯微鏡以及近場拉曼成 像等方面都有著應(yīng)用前景.圖2.10粒向偏振光激發(fā)下的探針尾湍的力二維和三隹電場能量分布.引自文獻(xiàn) 28 .2.4.3 圓柱矢光束用于超常光學(xué)透射1998年,Ebbesen

30、等人發(fā)現(xiàn)了一種奇特的現(xiàn)象.當(dāng)光穿過亞波長尺度的孔陣 列時,光場非但沒有被結(jié)構(gòu)阻礙,反而會出現(xiàn)超常的光學(xué)透射【叫extraordinary optical transmission, EOT,在此之后,人們通過在亞波長尺度的金屬薄膜上構(gòu)造 各式的狹縫或溝槽,對EOT現(xiàn)象進(jìn)行了深入的研究.普遍認(rèn)為,SPPs是造成這 種特異性透射的班要原因.因此,為了產(chǎn)生更大的光學(xué)透射.需要更為高效的激 發(fā)SPPs,單狹縫或單孔徑的結(jié)構(gòu)對于入射光的吸收非常有限,因此產(chǎn)生SPP$的 效率太低,為了增大產(chǎn)生SPPs的面積,人們在單狹縫或單孔徑的周圍刻蝕了一 系列的周期性外表光柵的期.當(dāng)光柵的周期滿足一定的要求時,每個單

31、獨(dú)的光糖 所產(chǎn)生的SPPs能穌在孔?；颡M縫處發(fā)生相干干預(yù),因此,透射率會得到顯著的 提升.除了周期性結(jié)構(gòu)之外,入射偏振態(tài)對于SPPs激發(fā)效率也有著重要的影響. 當(dāng)徑向偏振光作用于軸對稱的外表等離子體結(jié)構(gòu)時,能聊最有效的激發(fā)SPPs133- 刈.在徑向偏振光激發(fā)的根底上,我們設(shè)計(jì)了一種新型的EOT裝置,該裝置使 用了納米天線以增加對入射光子的吸收,獲得了極大的用學(xué)透射增強(qiáng)結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)如圖2.11所示.單圈的環(huán)形納米狹縫寬度仇被刻位在厚度為 7的金膜上,一個圓形的金納米盤半徑汽,厚度處于金膜的下方?距高 為D,圓形納米盤與金膜之間由介質(zhì)填充.徑向偏振光從下方垂直照射,為了 與入射偏振相匹配,EOT結(jié)構(gòu)

32、也依據(jù)軸對稱的原那么進(jìn)行設(shè)計(jì).激發(fā)波長為808nm, 在這個波長下,金的折射率為0.41+4.91A介質(zhì)層的材料為二班化硅,折射率為 1.5.由于EOT結(jié)構(gòu)和激發(fā)源都具有旋轉(zhuǎn)對稱性,因此我們采用COMSOL的軸 對稱模塊對EOT結(jié)構(gòu)的特性進(jìn)行數(shù)值模擬研究,此舉免去了三維計(jì)算所需的負(fù) 荷,同時大大縮減了運(yùn)算的時間.EOT裝置的性能可用傳輸效率q去評價.牛定 義為環(huán)形狹縫出口處有圓盤天線結(jié)構(gòu)時和入口處無圓盤結(jié)構(gòu)時的坡印廷 矢量2分量積分之比.入射的徑向偏振光的束腰為3M,對應(yīng)的電場最大值位置 在尸, 2.12/m處.需要指出的是,當(dāng)參加圓盅無線結(jié)構(gòu)時,場的最大值位置會 向結(jié)何中央移動.因此在計(jì)算傳

33、輸效率時.需要根據(jù)有無圓盤結(jié)構(gòu)的情況相應(yīng)的 移動環(huán)形狹縫至場的最大值位置再進(jìn)行積分,使得二者之間具有可比性.圖2.11 EOT裝置結(jié)構(gòu)圖.G仰視圖,b俯視圖.力創(chuàng)面圖.d入時的徑向 偏掇光的空間電場分布.金膜下方的圓形納米盤使得中間的介質(zhì)層中形成了一個金屬一絕緣體一金 屬的波導(dǎo)腔,它可被視為一個橫向的法布里珀羅腔Fabry-Ptrot, FP.初看上 去,金屬圓盤會阻擋入射的光場.使得傳輸效率大大崎低.然而,通過合理的調(diào) 整圓盤的參數(shù).它能夠起到納米光學(xué)天線的作用,使得結(jié)構(gòu)對入射光子能盤的收 集效率更高.為了證實(shí)這一特點(diǎn),我們考慮一個半徑RllOOnm,厚度從三 20him的回能圖2.12 a

34、給出了金膜中沒有環(huán)形溝槽時的電場模|%|分布,可 以看出.大局部的入射能盤都被納米天線所收集,井在橫向的FP腔內(nèi)形成了駐 波場.由于徑向偏振光的軸對稱偏振分布,圓盤一周產(chǎn)生的SPPs在橫向腔中央 處的位相差為零,因此腔內(nèi)局域場的分布由幾個不同強(qiáng)度的同心環(huán)形組成.為了 將介質(zhì)層中的共振場耦合入自由空間,我們在金屬膜上刻蝕了單圈的環(huán)形狹縫, 狹縫的中央與橫向腔內(nèi)磁場強(qiáng)度最大處位置重合考慮到現(xiàn)行FIB加工技術(shù)的能 力,狹縫的寬度定為50nm.垂直的環(huán)形狹縫可以被看作為另一個FP腔,通過 計(jì)算它的透過曲線(圖2.12 Cb),我們得知金膜的共振厚度為410mn.為了比 敦共振與非共振厚度對于增通透射的

35、影響,我們選擇透過曲線的波谷位置作為非 共振國度,為270nm0圖2.12 (c)給出了金膜在共振厚度下的磁場模分布.與 圖2.12 (a)相比,此時橫向腔內(nèi)的場非常弱,意味著原先腔內(nèi)的大局部能量都 被耦合入環(huán)形板繼中,因此傳輸效率也非常高.耳-4.當(dāng)沒有圓盤天線時,入 射光波將直接耦合入環(huán)形狹縫(環(huán)形狹縫的位置需要調(diào)整至入射光的最強(qiáng)電場 處),傳輸效率“只有37值得指出的是,的傳輸效率已經(jīng)高于之前報(bào)道 的基F線偏振激發(fā)下矩形納米天線輔助的EOT裝置的叫,這是由于徑向偏振光 的高SPPs激發(fā)效率造成的.圖2.12 (a)無環(huán)形披縫時的磁場燈J分布(RjIlOOnm, Hc-200nm, D-5

36、0nm). (b) 環(huán)形FP控(寬度SOnm)的透射率與厚度的關(guān)系曲線.(c)共振厚度時的住場|阿| 分布(r=4l0nm, W. = 50 nm). (d)非共振厚度町的磁場匕|分布(r = 270nm).當(dāng)金膜處于非共振厚度時,與圖2.12 (a)相比,橫向腔中的場分布只發(fā)生 了微弱的變化(圖212d),依舊有非常多的能量被局域在橫向腔內(nèi),并沒有有效 的耦合入垂直的環(huán)形狹縫.在這個例子中,傳輸效率只有10.45,然而,這并 不意味這只有在共振厚度下才能獲得較高的EOT現(xiàn)象.從圖2.12 (d)中,可以 看到環(huán)形狹縫的入口處周圍圍繞這很強(qiáng)的磁場,通過調(diào)整圓形天線的半徑和厚 度,這個強(qiáng)敵場能夠

37、有效的激發(fā)SPPsr并高效地耦合入垂直腔內(nèi).我們將在下 文中詳細(xì)分析這情況.為了探允圓盤形納米天戊在增強(qiáng)透射裝當(dāng)中所起的作用,我們深入研究了天 線的結(jié)構(gòu)參數(shù)對于EOT現(xiàn)象的影響.圖2.13給出了畫藍(lán)天線的半徑和厚度與傳 輸效率之間的關(guān)系.如圖2.13 (a)所示,當(dāng)環(huán)形狹繼處于共振厚度時,傳輸效 率曲線隨著天線半徑的變化而產(chǎn)生波動,周期約為194nm,這個數(shù)值對應(yīng)于向 波導(dǎo)中有效傳播波長的一半.從這個圖中可以觀察到幾個TT趣的特點(diǎn).首先,從 傳輸曲線的大體趨勢可如,由于用的納米天線會阻擋入射光的直接透射,因此較 薄的厚度有利于裝得更高的EOT.隨著天線的厚度趨近于光子在金屬中SPPs的 穿透深

38、度,局部入射光能夠直接穿透納米天線,為橫向FP共振腔的能量注入提 供了一個額外的通道.然而,當(dāng)厚度過薄時,天線的收集功能將被削弱,從而膨 響EOT裝置的性能,納米天線的半徑在EOT現(xiàn)象中扮演著重要的角色.一方面, 大半徑意味著納米天線有著更大的收集孔徑,因此橫向度內(nèi)共旅場的強(qiáng)度會得到 提升.另一方面,圓形天線的邊緣激發(fā)的SPPs會沿著金屬外表向中央傳播,當(dāng) 天然的半徑增大時,傳檢損耗也會隨之增大.此外,橫向FP腔內(nèi)的位相會隨著 天線參數(shù)的變化而發(fā)生改變.因此,在這些效應(yīng)之間的相互平衡過程中,傳輸效 率曲線形成了波蜂和波谷,同時峰值的位置也會隨著納米天線厚度的變化而發(fā)生圖2.13對于(a)共振(

39、T=4IOnm)和非共振(r=270nm)環(huán)形狹縫優(yōu)=50nm. 0 = 50nm),傳檢效率與天線半徑和厚度的關(guān)系.圖2.13 (b)給出了當(dāng)環(huán)形狹健腔處于非共振時,牝輸效率與天線的半徑和 厚度的關(guān)系.除了傳輸效率較低之外,曲線的大體走勢與共振環(huán)形脫時類似.當(dāng) 環(huán)形狹縫為非共振厚度時,增強(qiáng)透射的大小格由兩種機(jī)制決定.環(huán)形狹縫入口附 近的強(qiáng)磁場TT助于產(chǎn)生SPPs, SPPs的激發(fā)布益于透射增強(qiáng).但餓向FP腔的傳 輸效率仍然起了重要的作用.在這個例子中,由于非共振厚度對應(yīng)于縱向FP腔 透過率曲線的波谷,因此橫向到縱向FP腔之間的耦合效率太低,從而無法獲得 與共振環(huán)形腔相當(dāng)?shù)膫鬏斝?為了更好的

40、理解環(huán)形腔厚度對EOT現(xiàn)象的影響,我們分析了傳輸效率與天 線半徑及環(huán)形狹縫厚度的關(guān)系.由圖2.14所示,傳輸效率會隨著凡而波動,隨 看厚度的增加,峰值位置會向較小的心移動.在共振厚度時,傳輸效率曲線 的峰值出現(xiàn)在凡= 518nm時,對應(yīng)的傳輸效率為225.當(dāng)金屬薄腴的厚度接近共 振厚度時,垂直環(huán)形腔入門處會有SPPs激發(fā),同時橫向到縱向FP腔的耦合效 率仍然很高.這兩種效應(yīng)都有助于增強(qiáng)透射現(xiàn)象,因此可獲得更高的傳輸效率. 對f非共振厚度7= 430nm,當(dāng)凡- 480皿時,可以荻得最高的傳輸效率=251.現(xiàn)代的納米加工技術(shù)已經(jīng)能卷在光纖端面加工更雜亞波氏結(jié)構(gòu),因此這種新 型的EOT結(jié)構(gòu)可以集成

41、在光纖的尾端.叫當(dāng)光纖內(nèi)產(chǎn)生徑向偏振光并傳播時, 它會與EOT結(jié)構(gòu)發(fā)生相互作用,從而在出射端產(chǎn)生極強(qiáng)的發(fā)射場.這種光纖集 成賽件可以作為高靈敏度的光學(xué)傳感器,用于探測環(huán)形狹縫內(nèi)的待分析物所產(chǎn)生 的弱信號.,圖2.14傳輸效率與天戰(zhàn)半徑和金腆厚度的關(guān)系也= 50mn. D*50nm.昆=50nm.2.4. 4圓柱矢量光束用于產(chǎn)生消逝貝塞爾光束1987年,Drunin首次提出無衍射光束的概念現(xiàn)到.他指出,波動方程具有 一類無衍射的解,它們在空間中傳播時能筋保持光強(qiáng)分布不變,即與傳播距離無 關(guān).其中最荷單的具有無衍射特性的是理想的零階貝塞爾光束,它的橫向場分布 正比于第一類的零階貝塞爾函數(shù),它占有無

42、限大的空間和無限大的能量,并以穩(wěn) 定的福度分布傳播.與高斯光束相比擬,貝塞爾光束具有如下特點(diǎn)：1等相位面是平面：嚴(yán)格的貝塞爾光束與均勻平面波一樣,等相位面是一平 面,而高斯光束只有在束腰處的等相位面才為平面,在其他位置處都為曲面.2無衍射性：由于貝塞爾光束的等相位面是平面.因此當(dāng)它在自由空間申傳 捕時,光場的橫向分布強(qiáng)度不變,具有不發(fā)散的特性.3存在旁朋：高斯光束只有一個主融,而貝察爾光束在主期的周圍存在環(huán)形 旁辯,其中次級旁野的峰值光強(qiáng)小于主藕能星:的20%.自從非衍射光束的概念被提出后,貝塞爾光束一汽引發(fā)著人們的關(guān)注.之前 的許多相關(guān)工作都只是涉及到傳播的標(biāo)量貝塞爾光束.正如Dninin所

43、指出,有 看振幅分布Uxy,N*= ex|fi&zJo,的波是Helmholtz方程的分.其中 用記=用,? + /=/, J.化尸為第一類零階貝塞爾函數(shù).當(dāng)叫時, 對應(yīng)的是傳播的貝塞爾光束的表達(dá)式,在傳播方向上橫向面內(nèi)的強(qiáng)度分布不變. 假設(shè)k,% 所對應(yīng)的那么為消逝貝塞爾光束.貝寤爾光束剛提出時,非衍射的特 性引發(fā)了一定的爭論,但貝塞爾光束還是因其在非線性光學(xué)、原子光學(xué)以及光學(xué) 微操控等領(lǐng)域的特殊應(yīng)用吸引了廣泛的關(guān)注.一個理想的貝塞爾光束可以等效為 波矢位于錐面上的一系列平面波的疊加L因此可以用錐透鏡之類的器件來產(chǎn) 生傳播貝塞爾光束阿.另一方面,當(dāng)傳播貝塞爾光束以大于臨界角的入射角度 穿越兩

44、種不同介質(zhì)媒介界面時,可以產(chǎn)生消逝貝塞爾光束圖L在本小節(jié)中,我們將介紹幾種利用徑向和角向偏振光束產(chǎn)生消逝貝塞爾光束 的方法.2. 4. 4.1基于外表等離子體共振效應(yīng)Weibin Chen等人提出了一種利用徑向偏振聚焦特性和SPR特性產(chǎn)生消逝貝 塞爾光束的方法因】所采用的結(jié)構(gòu)裝置如圖2.15 b所示,厚度為50nm的 銀膜被蒸鍍在玻璃襯底上,銀膜上方的介質(zhì)為空氣.役向偏振光被數(shù)值孔徑1.25 的油浸透鏡強(qiáng)聚焦在銀/玻璃界面.相對于銀膜外表來說,聚焦后的光束包含了 許多入射角度,SPR的共振角度也包含其中,因此在銀/玻璃界面會產(chǎn)生SPPs. 由于激發(fā)光的特殊偏振分布,聚焦后的徑向偏振光相對于多層

45、膜界面為p偏振, 因此SPPs能尊高效的在一個圓環(huán)的范圍內(nèi)被激發(fā).實(shí)臉中,徑向偏振光由少模 光纖耦合法激發(fā),波長為532nm.為了阻擋小于臨界角的入射角度,一個圓形的 光甲被放置在準(zhǔn)直后的徑向偏振光前方.根膜后的場可以用如下的積分來表示:圖2.15Q產(chǎn)生和驗(yàn)證消逝貝塞爾光束的實(shí)驗(yàn)裝置.b利用聚焦的徑向偏振光激發(fā)衣 面等離子體的圖例.c少模光纖尾端出射的徑向偏振模式.為了驗(yàn)證徑向偏見的純度,同 時玲出了徑向偏振通過找偏振片后的避度分布圖.其中白色帶頭指出了線偏短片的通過方 向.引自文獻(xiàn)43.(248)(2.49)Er (r,% zj - 2 /7 8slz凡(劣 sin.cos 夕x4gr$in

46、8)cxpj：g -、irf &嚴(yán)ddE,“ z) =,24 cosw 口叫(,)$/ 0x Jogrsin (?)expsin2 8產(chǎn)d0其中他為p偏振在入射角0下的透射系數(shù),A為常數(shù)fW為透鏡的切趾函數(shù). 4.W為第一類m階貝塞爾函數(shù)夕MK = sin(NA)由透道的NA決定h和h分 別為銀膜下方和上方的波矢,由SPR條件可知,SPPs只會在很窄的入射角度內(nèi) 被激發(fā),因此X6)就近似于一個De值函數(shù),有56=(%) *.%)因此, 公式(248)和(249)可改寫為:(2 50)(231)E,Sr i) - 2dco5紇)?(4凡(%)$加C0 6, x/,(*/sin )cxpiz(tJ

47、 -k; sin %產(chǎn)耳(,即,2) = i 2/cos (., 夕% 4(%) in % xJo(iBrsin)cxpiz(V Y 血 產(chǎn)圖2.16(a)徑向偏振激發(fā)下銀膜上外表的總場強(qiáng)分布.G)線偏振激發(fā)下銀腹上外表 的總場強(qiáng)分布(c)沿著圖3中央的線掃描.(傳播方向上急場強(qiáng)的變化. 引自文獻(xiàn)42 o對于SPR共振角,有片-Hsinb.vO,因此橫向和縱向的電場分量在多層膜 法向方向都具有消逝性.另外,在傳播的過程中,電場分量都保持著僚有的貝罌 爾函數(shù)形式的橫向場分布.對于縱向電場分量,它為洲逝的零階的貝塞爾光束, 而橫向分量那么時應(yīng)著消逝的一階的貝塞爾光束e利用公式(2.48)和(2.4

48、9),可所 計(jì)算出焦點(diǎn)處的場分布(圖2.16)圖2.16 (a)給出了在銀膜上方產(chǎn)生的消逝貝 塞爾光束的場強(qiáng)固I對于徑向偏振光的激發(fā),焦點(diǎn)處形成了一個均勻的光斑.然而,假設(shè)采用線偏振光激發(fā),場分布將變的不均勻,并且峰值強(qiáng)度相對較弱圖 216b.這是由于徑向偏振光所激發(fā)的SPPs在向中央傳播時會發(fā)生相干迭加, 閃此產(chǎn)生一個增強(qiáng)的局域場,而線偏振光激發(fā)時,中央的強(qiáng)度會由于干預(yù)相消而 變得很弱.圖2.16給出了各分量的橫向分布.可以看出,總場強(qiáng)主要由縱 向分量所決定.圖2.16 d給出了總場強(qiáng)在傳播方向上的強(qiáng)度變化,顯示了光 場的消逝特性.這種裝置不再需耍圓錐形器件,同時大大的簡化了準(zhǔn)直的過程.2.

49、 4.4. 2基于一堆缺陷模式光子晶體由上面介紹的例子可知,利用徑向偏振光產(chǎn)生貝塞爾光束的關(guān)鍵是所設(shè)計(jì)的 結(jié)構(gòu)對于TM偏振存在近似Delta函數(shù)的透射率分布,從而取代了傳統(tǒng)方法中錐 形楂值的作用.在相似條件下,強(qiáng)聚焦的角向偏振光也存在類似的場分布“供物,2-003% 砌sin 0%riX,6, sin0次py號一向2.嚴(yán)由上式可知,角向偏振在強(qiáng)聚焦下,焦點(diǎn)附近電場只存在角向分星,光場的 橫向分布為一階的貝塞爾函數(shù).因此如果某種結(jié)構(gòu)裝置對于TE偏振行著近似 De加函數(shù)的透射率分布,就可以利用強(qiáng)聚焦的角向偏振光產(chǎn)生一階貝塞爾光束. 然而,由于SPPs對于激發(fā)偏振態(tài)的限制,上小節(jié)介紹的裝置不適用于用

50、向偏振, 因此限制了它所能產(chǎn)生的消逝貝塞爾光束的種類.此外,這種方法所產(chǎn)生的消逝 光場往往混雜著其他傳播分髭.為了使得消逝貝塞爾榮耀占主導(dǎo)地位,需要設(shè)法 將傳播分量濾去.因此,有待我們解決的問題是：設(shè)計(jì)出一種同時適用于TM和TE偏振的角 錐校鏡的替代品,同時結(jié)構(gòu)的透射峰要非常窄,以減少產(chǎn)生光場中的傳播分量. 光子晶體可以很好的解決這些問題.通過仔細(xì)設(shè)計(jì)光子晶體周期單元的結(jié)構(gòu)參 數(shù),可以使得它只對于特定入射角度和特定波長的光場有著較高的透過系數(shù),而 其他的入射場都將被光子晶體反射.為了簡化計(jì)算的過程,我們選用了一維光子 晶體,或者可稱為多層膜結(jié)構(gòu),利用轉(zhuǎn)移矩陣算法可以方便的計(jì)算它的傳輸特性. 通

51、過在周期性的多層膜中插入缺陷層,可以方便的限制允許透過光場的波長,基 于這些分析,我們提出了一種圓柱矢最光束激發(fā)的一推缺陷模式光子晶體的結(jié)構(gòu) 裝置也L通過調(diào)整激發(fā)光的偏振態(tài)徑向或角向,可以在光子晶體出射而相應(yīng) 的產(chǎn)生零階或一階的消逝貝塞爾光束.此外,由于一維缺陷模式光子晶體的透射 峰非常窄,因此消逝分量在總場強(qiáng)中占主要優(yōu)勢.我們設(shè)計(jì)的消逝貝塞爾光束產(chǎn)生裝置如圖2.17所示.在一個大數(shù)侑孔徑透 錠NA= L26的聚焦下,入射的圓柱矢量光束徑向或角向偏振枝聚焦在空 氣竹工1與一維缺陷模式光子晶體最后一層交界面處,激發(fā)波長2為632.8皿 透鏡和光子晶體之間用匹配液(/-1.33)填充.光子晶體由六

52、周期的A-B堆疊 介順薄膜所組成.其中A的材料為MgF?(町=1.38),厚度為4=,(4%),B 的材料為GaP(叼=3.318),厚度為缺陷模式通過在光子晶體中央 引入一個折射率為% =1.9.厚度為 =1.16,4的介照層來實(shí)現(xiàn).因此,光子 晶體原有的周期性被破壞.09 2.17 (a)產(chǎn)生消詼貝塞爾光束的裝置-七個等光程的大家值孔徑透鏡將團(tuán)柱矢景光 束聚焦在一堆缺的光子晶體的最后一層界面.多層腹結(jié)構(gòu)和透鏡之間的空間用 匹配液填充.(b) 一維缺菊光子晶體的結(jié)構(gòu)示意圖.圖2.18 Q)所設(shè)計(jì)的一維缺陷光子晶體的帶結(jié)構(gòu).左半邊為TM偏振,右半邊為TE 偏振顏色條對應(yīng)著光子晶體的透射床數(shù).(b)激發(fā)波長為632.8nm時TM和 TE偏撮所對應(yīng)的透射系數(shù)與入射角的關(guān)系.圖28 (a)給出了該缺陷模式光子晶體投影的帶結(jié)構(gòu)I坳.圖的左半邊對 應(yīng)TM偏振入射,而右半邊對應(yīng)著TE偏振入射.當(dāng)入射光場穿過多層膜結(jié)構(gòu)時, 在內(nèi)部會發(fā)生多重反肘和干預(yù),而多層膜的每個界面對于TM和TE偏振的響應(yīng) 都不同,因此TM偏振和TE偏振的帶結(jié)構(gòu)有著顯著的差異.由于缺陷層的引入, 在原本的帶隙中出現(xiàn)了一種新的楨式,被稱為缺陷模式.缺陷模式在帶結(jié)構(gòu)中的 位置可以通過改變調(diào)整缺陷層的寬度和折射率來改變.如圖2.18 (b)所示,在 所設(shè)計(jì)的波長下,光子晶體對于TE和TM偏振入射時透射系