Новотный и Хехт, Основы нанооптики

обычно существующий на поверхности алюминия слой, подвергшийся такой пасси­

вации, начинает растворяться в водной среде. Величина погружающей силы, прикла­

дываемой к зонду, должна быть достаточно велика, чтобы обеспечить контакт между

головкой и стеклянной подложкой в течение всего процесса коррозии. На рис. 6.25

показан типичный образец, получаемый по такой технологии, при интенсивности

вблизи поверхности 2,5 мВт/мкм2 И угле падения ~ 620.

Отверстие формируется в течение первых 5 секунд облу­

чения головки эванесцентным полем.

Рис. 6.25 Формирование отверстия путем термолазерного окис­ ления Изображение покрытого алюминием кантилевера атомно­

силового микроскопа, облученного в течение 10 с лазерным пуч­

ком с длиной волны 488 нм и интенсивностью 2,5 мВт/мкм2,

полученное при помощи сканирущего электронного микроско­

па. Видно острие из нитрида кремния, выступающее над

поверхностью головки с плоским торцом. Заимствовано из [44]

6.4.3. Пробивка отверстий. Пробивка отверстий, или, другими словами, фор­ :\Iирование небольшого отверстия на вершине полностью покрытой металлом ди­ э.lектрическоЙ головки путем пластической деформации металла вблизи вершины

ГО.l0ВКИ, было тем методом, который использовали пионеры оптики ближнего поля

Д,lЯ формирования достаточно плоских отверстий небольшой величины [45]. Впо­ С,lедствии этот метод был развит в других научных группах [13, 45], т. к. обладал

явными преимуществами. Во-первых, отверстие формировалось непосредственно на

:\lecTe его использования, т. е. изначально непрозрачная головка устанавливалась

в I\IИКРОСКОП, и при незначительном контакте с образцом в нем возникало отверстие. Если поверхность исследуемого образца является плоской, то и границы отверстия также будут плоскими и, что не менее важно, абсолютно параллельными образцу.

Минимальный зазор, на который можно подвести головку к образцу, таким образом, очень мал, что позволяет получать большое разрешение в оптической визуализации.

Во-вторых, так же как и в методе CASSE, размер отверстия можно контролиро­

вать, записывая интенсивность излучения, исходящего из области острия головки

в да,lьнем поле в течение всего процесса прессовки. На рис. 6.26 показан образец,

по.lученныЙ при пробивке протравленного оптического волокна, напыленного слоем

ЗО.l0та толщиной 200 нм. Можно наблюдать круглое отверстие с плоской границей.

Рис 6 26 Изображения со сканирующего электронного микроскопа: а - вид сбоку и б - вид

сзци отверстия с диаметром 100 нм, полученного методом пробивки Заимствовано из [46]

6.4.4. Зонды, полученные в результате микропроизводства. Так как созда­

ние отдельных зондов представляет собой утомительную и не всегда воспроизво­ димую в других лабораториях процедуру, весьма желательной видится перспектива

производства больших партий стандартизированных зондов, например с использо­

ванием установленной кремниевой технологии микроконструирования. Это позволит

получать большое число зондов с одинаковыми свойствами по размеру отверстия, его

форме и, следовательно, коэффициенту прохождения. Был предложен ряд идей, так­

же осуществлено несколько попыток создания таких зондов с помощью стандартной

технологии АСМ-кантилеверной технологии. Очевидной проблемой этой концепции

является подведение света к текущему оптическому зонду. Хорошим решениеl\1

представляется интеграция волновода в кантилевер [47]. Однако это усложняет его

общее устройство и вносит дополнительные проблемы. По этой причине большин­ ство разработчиков предпочитают иметь дело исключительно с МИКРОПРОИЗВОДСТВОI\l

апертурных зондов. Затем такие зонды должны быть присоединены к волноводам

или встроены в кантилевер. На рис. 6.27 представлен итог некоторых разработок.

имевших целью создание гибридных зондов. Они несут в себе как преимущества

волноводов, подводящих свет из удаленного пространства, так и преимущества

воспроизводимости микропроизводства.

а

Аl-слой 100 им

5мкм

150мкм

в

Рис 6.27 Микросконструированные зонды на основе оптических волокон а - микро­ сконструированный фотопластический зонд, присоединенный к концу одномодового волокна

Заимствовано из [48]; б - гибридный оптический волоконный зонд Из [49], в - еще один пример такого прибора. Заимствовано из [50]

Исследуя прототипы зондов, Крогмейер (Krogmeier) и Данн (Dunn) усовершен­

ствовали поставляемый производителем кантилевер при помощи ФИП-микроконстру­

ирования [51], присоединив стеклянную сферу с высоким коэффициентом преломле­

ния к стандартному АСМ-кантилеверу (см. рис. 6.28, слева). Затем эта сфера была

превращена при помощи сфокусированной бомбардировки ионным пучком в пирами­

дальную головку, углом раскрытия которой можно было управлять (см. рис. 6.28,

справа).

Рис 6 28 АСМ-кантилевер, усовершенствованный посредством сфокусированной ионной бом­

бардировки. См. подробности в тексте. Заимствовано из [50]

После покрытия всей конструкции алюминием при помощи ФИП-технологии

создавалось отверстие с определенным заданным размером. Такой тип разработки

ЯВJ1яется прекрасным примером преимущества ФИП-фрезеровки для производства

уникальных прототипов структур в нанооптике. Использование высокорефрактивных

~Iатериалов и возможность создания больших углов раскрытия позволяют сдвинуть модовую частоту отсечки к зондовой и, таким образом, увеличивают коэффициент

прохождения света через зонд (см. разд. 6.3.1).

Серийное производство оптических зондов на основе кантилеверов было реализо­

вано Экертом (Eckert) и др. [52]. Они преуспели в производстве кварцевых головок

на кремниевых кантилеверах, покрытых алюминием. Использование высокорефрак­

тивного кварца позволило повысить коэффициент прохождения в этой геометрии

по сравнению с упомянутым выше полым пирамидальным устройством [53].

Интересным обстоятельством является то, что даже при полном покрытии голов­ ки алюминием она сохраняла способность пропускать свет. На рис. 6.29 показано

изображение всей структуры, полученное на сканирующем электронном микроскопе.

На вставке более крупным планом, полученным на туннельном электронном мик­ роскопе, показана полностью покрытая алюминием вершина головки. При использо-

Рис 6 29 Полученное сканирующим оптическим микроскопом изображение кремниевого канти­

.1евера, встроенного В покрытую алюминием кварцевую головку. На вставке показано изображе­

ние головки, полученное с помощью туннельного электронного микроскопа. Головка полностью

покрыта алюминиевым слоем толщиной 60 нм, тем не менее она пропускает свет [52]

вании в качестве зонда одиночной молекулы было получено оптическое разрешение

:::::: 30 нм. Получившиеся распределения указывают на наличие эффекта усиления

поля.

Рассматривавшиеся выше кантилеверные зонды могут быть классифицированы

как «пассивные», т. к. они оказывают влияние только на распространение света. а не

на его генерацию. «Активными» могут быть названы такие зонды, которые либо непо­

средственно преобразуют интенсивность оптического ближнего поля в электрический сигнал, либо сами являются субволновыми источниками света под действием элек­

трического тока. В дальнейшем мы обсудим два характерных подхода к реализации активного детектирующего зонда. Для сочетания высокого продольного разрешения АСМ с ближнепольными оптическими измерениями было предложено использовать микросконструированные кантилеверы на пьезоэффекте в качестве миниатюрных

фоточувствительных элементов. Такой сенсор на кремниевой основе состоит из допи­

рованного частицами р-типа (дырками) пьезорезистивного пути, также включающего

в себя головку.

Сопротивление пьезорезистивного участка может варьироваться либо при ПО~IOщи

давления на кантилевер, либо при помощи света. Если необходимо сочетать опти­

ческие и топографические измерения, эванесцентое поле над исследуемым образцо!\!

должно быть создано при помощи ПВО. Так как головка АСМ - это единственная

часть кантилевера, попадающая в эванесцентное поле, она может использоваться

в качестве оптического зонда. В работе [54] показано, что можно выделить эва­ несцентное экспоненциальное поле из комбинированных силовых/оптических изме­

рений. Для разделения оптической и топографической информации интенсивность эванесцентого поля модулируется. а оптический сигнал измеряется в синхронной

схеме.

Еще один подход использует тот факт, что кремниевые микроструктуры в принци­ пе совместимы с интегральными электронными функциональными ВОЗМОЖНОСТЯ~IИ

Стандартный кремниевый кантилевер n-типа, например, можно снабдить ДИОДО~I Шоттки (переход полупроводник-металл) на острие головки путем выпаривания тон­

кого слоя металла, как показано на рис. 6.30 [55]. Такие зонды хорошо подходят Д,lЯ

детектирования оптических ближних полей при низкой фоновой засветке, например

при использовании в качестве подсветки эванесцентного поля.

Металлические

покрытия

Рис. 6 30 Вид сверху и сбоку на допированный частицами II-типа кремниевый каНТИ.lевер с головкой Два последовательно проведенных процесса испарения металла rIОЗВО.~ЯЮТ превра­ тить острие головки в диод Шоттки Заимствовано из [55]

один из двух разрезов формировал переднюю часть зонда. Еще одним вариантом зон­

да, предложенным для преодоления проблемы низкого прохождения света, является

коаксиальный зонд, состоящий из концентрических изолированных металлических

структур, или антенньнбабочка» [58]. Обзор других зондовых устройств приведен

вследующем разделе.

6.5.Оптические антенны: головки, рассеиватели,

антенны-«бабочка»

По сути создание оптического зонда ближнего поля представляет собой класси­ ческую проблему создания антенны. В случае когда устройство работает на прием. задача состоит в том, чтобы электромагнитную энергию каналировать в зону ближ­

него поля. И наоборот, когда оно работает как излучатель, необходимо вывести энергию из ближней зоны. Антенна - это устройство, устанавливающее эффектив­

ную связь между ближним полем и полем в дальней зоне посредством согласования импедансов. Хотя теория антенн была создана изначально для радиочастотного

и микроволнового диапазонов электромагнитного спектра, можно надеяться почерп­

нуть в ней новые идеи и для оптического частотного диапазона [59]. Естественныы

явлением в теории антенн является усиление поля. Оно возникает благодаря TO~IY.

что антенна концентрирует электромагнитную энергию в узком пространстве, таКИ~1

образом формируя зону высокой плотности энергии. В контексте оптики ближнего поля желательно было бы использовать это свойство для создания сильнолокализо­ ванных источников света. Простейший тип антенн, хотя и не слишком совершенный

в отношении согласования импедансов, - это узконаправленная головка. действую­

щая по принципу антенны-громоотвода, такого как устанавливают на крышах Д.1Я

притяжения молнии. В оптике ближнего поля остроконечные облучаемые лазеРО~1

металлические головки доказали, что могут служить действенными зондами ближ­

него поля.

6.5.1. Твердотельиые металлические головки. Идея оптической микроскопии ближнего поля, основанная на локальном усилении поля, была предложена в 1985 г .

еще до изобретения атомно-силовой микроскопии [60]. С тех пор были осуществлены

различные связанные с этой идеей внедрения, в основном использующие острую

вибрирующую иглу для локального рассеяния ближнего поля вблизи поверхности образца. Для дискриминации слабого рассеянного сигнала, исходящего от острия иг­ лы, и фонового излучения из дифракционно-ограниченной области подсветки обычно

используются гомо- и гетеродинные схемы детектирования, работающие на принципе

синхронизма.

Было показано, что при определенных условиях рассеивающий объект также

может действовать как локальный источник [60, 61]. Как обсуждалось выше, этот

источник света возникает благодаря эффекту усиления поля, схожему по своеыу происхождению с эффектом громоотвода в электростатике. Таким образом, вместо того чтобы использовать объект для рассеяния излучения ближнего поля образца.

он используется как локальный источник для возбуждения ближнего поля, с тем

чтобы впоследствии измерить спектроскопический отклик образца. Такой подход. требует проведения одновременно спектральных и субдифракционных пространствен­ ных измерений, но при этом очень сильно зависит от величины фактора усиления

поля [62]. Последний же является функцией длины волны, материальных констант.

геометрии и поляризации возбуждающего светового поля. Хотя теоретические ис­ следования привели к несогласованному разбросу значений для фактора усиления.

они становятся согласованными при учете поляризационных условий и локальных распределений поля.

На рис 6.32 показаны распределения поля вблизи острой золотой головки, погруженной в воду и возбуждаемой двумя различными монохроматическими плос­ КИ~IИ волнами. Длина волны облучающего света л = 810 нм. Для диэлектрических

Рис 6 32 Ближнее поле золотой головки (имеющей радиус 5 нм), находящейся в воде и освещаемой двумя монохроматическими волнами на длине волны л = 810 нм. Направление и

ПО.lяризация падающей волны указаны векторами k и Е На рисунках показаны линии уровня

ве.1ИЧИНЫ E~ (между соседними кривыми коэффициент 2). Поле вблизи головки на рис. б

практически аксиально симметричное

констант головки и воды были взяты значения Е = -24,9 + 1,57i и Е = 1,77 соот­ ветственно. На рис. 6.32, а показана ситуация, когда плоская волна падает снизу, при ЭТОМ ее поляризация перпендикулярна оси головки, а на рис. 6.32, б головка

освещается сбоку и поляризация направлена вдоль оси головки. Между этими двумя

С.lучаями наблюдается существенное различие: на рис. 6.32, б интенсивность вбли­

зи острия головки заметно возрастает по сравнению с интенсивностью подсветки,

в то же время на рис. 6.32, а мы не видим усиления поля под головкой. Такой

результат означает, что наличие большой компоненты возбуждающего поля осевого направления играет решающую роль в получении эффективного усиления поля. Расчет для случая платиновой и вольфрамовой головки показывает более низкое

усиление. а в случае диэлектрической головки поле под ней является ослабленным

по отношению к возбуждающему полю (см. разд. 6.2).

На рис. 6.33 показаны распределения плотности зарядов для двух случаев. изображенных на рис. 6.32. Падающий свет создает поток свободных электронов ~lетаЛJ1а в направлении поляризации. Так как в каждый момент времени плотность заряда внутри металла должна быть равна нулю (V'E = О), заряды скапливаются

на поверхности металла. В случае когда поляризация падающего поля перпендику­

.lярна оси головки (рис. 6.32, а), диаметрально противоположные точки поверхности имеют противоположные заряды. Вследствие этого самый кончик головки остается

незаряженным. С другой стороны, когда падающая поляризация параллельна оси го­

.1ОВКИ (рис. 6.32. б), распределение плотности заряда на головке обладает аксиальной СИЫ~lетрией, а наибольшее значение достигается именно на кончике. В обоих слу­ чаях поверхностный заряд формирует периодическую стоячую волну (поверхностные

п.lаЗI\IОНЫ) с меньшей длиной волны, чем у света, используемого для подсветки, что

указывает на необходимость учета эффекта запаздывания при описании ситуации.

......

50 нм

........

Рис 6 33. Индуцированная поверхностная плотность заряда, отвечающая ситуации. изобра­ женной на рис 632, а (слева) и на рис. 6.32, б (справа). В обоих случаях поверхностный заря.1 образует стоячую волну В случае а поверхностный заряд равен нулю на конце головки. пр!! этом В случае б на конце наблюдается высокая степень накопления поверхностного заряда.

ответственного за усиление поля

Эффективность усиления поля чрезвычайно важна для приложений, связанных

с визуализацией. Непосредственная подсветка поверхности образца дает вклад в фо­ новое излучение дальнего поля. Если мы рассмотрим оптическое взаимодействие.

возникающее внелинейном процессе n-го порядка, и предположим, что оно локали­

зуется только в приповерхностном слое образца, то фоновая дальнепольная засветка

чения. Сигнал, который необходимо измерить и изучить (сигнал ближнего по.1Я).

возбуждается усиленным полем головки. Если ввести для фактора усиления интен­

сивности электрического поля (Е2) коэффициент 11' получим, что интересующий нас

сигнал ближнего поля пропорционален

(626)

где а - уменьшенная в зависимости от размера головки площадь Если мы потре­

буем, чтобы уровень сигнала был выше уровня шума (Snr/Srr > 1), и использ}е~1

реальные цифры для площадей (а = (10 нм2), А = (500 нм:!), то получим. что

коэффициент усиления должен удовлетворять условию

Для процессов первого порядка (n = 1), таких как флуоресценция, неоБХОДИ~1

коэффициент усиления от 3 до 4 порядков амплитуды, что ниже рассчитанных значений. Таким образом, необходимо привлекать нелинейные процессы более высо­ кого порядка. Для нелинейного процесса второго порядка необходимый коэффициент

усиления равен всего лишь 50. Именно по этой причине в первых экспериментах

использовалось двухфотонное возбуждение [61]. Для достижения максимального

усиления предлагались головки различной формы и из различных материалов. Было установлено, что конечно-размерные вытянутые формы обладают очень низким уров­ нем подавления излучения и, следовательно, обеспечивают очень высокие коэффици-