Поверхностный плазмон-поляритон

Electromagnetic waves that travel along an interface

Поверхностные плазмонные поляритоны ( ПП ) — это электромагнитные волны , которые распространяются вдоль границы раздела металл - диэлектрик или металл-воздух, практически в инфракрасном или видимом диапазоне частот. Термин «поверхностный плазмонный поляритон» объясняет, что волна включает в себя как движение заряда в металле (« поверхностный плазмон »), так и электромагнитные волны в воздухе или диэлектрике (« поляритон »). ^[1]

Они представляют собой тип поверхностной волны , направляемой вдоль интерфейса во многом таким же образом, как свет может направляться по оптоволокну. SPP имеют более короткую длину волны, чем свет в вакууме на той же частоте (фотоны). ^[2] Следовательно, SPP могут иметь более высокий импульс и локальную интенсивность поля . ^[2] Перпендикулярно интерфейсу они имеют ограничение в масштабе субволны. SPP будет распространяться вдоль интерфейса до тех пор, пока его энергия не будет потеряна либо из-за поглощения в металле, либо из-за рассеивания в других направлениях (например, в свободное пространство).

Применение SPP позволяет использовать субволновую оптику в микроскопии и фотолитографии за пределами дифракционного предела . Это также позволяет провести первое стационарное микромеханическое измерение фундаментального свойства самого света: импульса фотона в диэлектрической среде. Другие приложения включают фотонное хранение данных, генерацию света и биофотонику. ^{[2] [3] [4] [5]}

Возбуждение

SPP могут возбуждаться как электронами, так и фотонами. Возбуждение электронами создается путем выстреливания электронов в объем металла. ^[6] Когда электроны рассеиваются, энергия передается в объем плазмы. Компонента вектора рассеяния, параллельная поверхности, приводит к образованию поверхностного плазмонного поляритона. ^[7]

Чтобы фотон возбудил SPP, оба должны иметь одинаковую частоту и импульс. Однако для заданной частоты фотон свободного пространства имеет меньший импульс, чем SPP, поскольку у них разные дисперсионные соотношения (см. ниже). Это несоответствие импульсов является причиной того, что фотон свободного пространства из воздуха не может напрямую связываться с SPP. По той же причине SPP на гладкой металлической поверхности не может излучать энергию как фотон свободного пространства в диэлектрик (если диэлектрик однороден). Эта несовместимость аналогична отсутствию передачи, которое происходит при полном внутреннем отражении .

Тем не менее, связывание фотонов в SPP может быть достигнуто с помощью связующей среды, такой как призма или решетка, для согласования волновых векторов фотона и SPP (и, таким образом, согласования их импульсов). Призма может быть расположена напротив тонкой металлической пленки в конфигурации Кречмана или очень близко к металлической поверхности в конфигурации Отто (рисунок 1). Решетчатый соединитель согласует волновые векторы, увеличивая параллельную компоненту волнового вектора на величину, связанную с периодом решетки (рисунок 2). Этот метод, хотя и используется реже, имеет решающее значение для теоретического понимания эффекта шероховатости поверхности . Более того, простые изолированные дефекты поверхности, такие как канавка, щель или гофр на в остальном плоской поверхности, обеспечивают механизм, с помощью которого излучение свободного пространства и SP могут обмениваться энергией и, следовательно, связываться.

Поля и дисперсионное соотношение

Свойства SPP можно вывести из уравнений Максвелла . Мы используем систему координат, в которой интерфейс металл-диэлектрик является плоскостью , с металлом в и диэлектриком в . Электрические и магнитные поля как функции положения и времени t следующие: ^{[8] [9] [10]} ${\displaystyle z=0}$ ${\displaystyle z<0}$ ${\displaystyle z>0}$ ${\displaystyle (x,y,z)}$

${\displaystyle E_{x,n}(x,y,z,t)=E_{0}e^{ik_{x}x+ik_{z,n}|z|-i\omega t}}$

${\displaystyle E_{z,n}(x,y,z,t)=\pm E_{0}{\frac {k_{x}}{k_{z,n}}}e^{ik_{x}x+ik_{z,n}|z|-i\omega t}}$

${\displaystyle H_{y,n}(x,y,z,t)=H_{0}e^{ik_{x}x+ik_{z,n}|z|-i\omega t}}$

где

• n указывает материал (1 для металла при или 2 для диэлектрика при ); ${\displaystyle z<0}$ ${\displaystyle z>0}$
• ω — угловая частота волн;
• Для металла это +, для диэлектрика — −. ${\displaystyle \pm }$
• ${\displaystyle E_{x},E_{z}}$являются x- и z -компонентами вектора электрического поля, является y -компонентой вектора магнитного поля, а другие компоненты ( ) равны нулю. Другими словами, SPP всегда являются TM (поперечными магнитными) волнами. ${\displaystyle H_{y}}$ ${\displaystyle E_{y},H_{x},H_{z}}$
• k — волновой вектор ; это комплексный вектор, и в случае SPP без потерь оказывается, что компоненты x действительны, а компоненты z мнимы — волна колеблется вдоль направления x и экспоненциально затухает вдоль направления z . всегда одинаков для обоих материалов, но в целом отличается от ${\displaystyle k_{x}}$ ${\displaystyle k_{z,1}}$ ${\displaystyle k_{z,2}}$
• ${\displaystyle {\frac {H_{0}}{E_{0}}}=-{\frac {\varepsilon _{1}\omega }{k_{z,1}c}}}$, где - диэлектрическая проницаемость материала 1 (металла), а c - скорость света в вакууме . Как обсуждается ниже, это также можно записать . ${\displaystyle \varepsilon _{1}}$ ${\displaystyle {\frac {H_{0}}{E_{0}}}={\frac {\varepsilon _{2}\omega }{k_{z,2}c}}}$

Волна такой формы удовлетворяет уравнениям Максвелла только при условии, что также выполняются следующие уравнения:

${\displaystyle {\frac {k_{z1}}{\varepsilon _{1}}}+{\frac {k_{z2}}{\varepsilon _{2}}}=0}$

и

${\displaystyle k_{x}^{2}+k_{zn}^{2}=\varepsilon _{n}\left({\frac {\omega }{c}}\right)^{2}\qquad n=1,2}$

Решая эти два уравнения, получаем дисперсионное уравнение для волны, распространяющейся по поверхности:

${\displaystyle k_{x}={\frac {\omega }{c}}\left({\frac {\varepsilon _{1}\varepsilon _{2}}{\varepsilon _{1}+\varepsilon _{2}}}\right)^{1/2}.}$

Рисунок 3: Кривая дисперсии без потерь для поверхностных плазмонных поляритонов. ^[a] При низких k кривая поверхностного плазмона (красная) приближается к кривой фотона (синяя)

В модели свободного электрона электронного газа , которая пренебрегает затуханием, металлическая диэлектрическая функция равна ^[11]

${\displaystyle \varepsilon (\omega )=1-{\frac {\omega _{\rm {P}}^{2}}{\omega ^{2}}},}$

где объемная плазменная частота в единицах СИ равна

${\displaystyle \omega _{\rm {P}}={\sqrt {\frac {ne^{2}}{{\varepsilon _{0}}m^{*}}}}}$

где n — плотность электронов, e — заряд электрона, m ^∗ — эффективная масса электрона, а — диэлектрическая проницаемость свободного пространства. Дисперсионное соотношение показано на рисунке 3. При низком k SPP ведет себя как фотон, но с ростом k дисперсионное соотношение изгибается и достигает асимптотического предела, называемого «поверхностной плазменной частотой». ^[a] Поскольку дисперсионная кривая лежит справа от световой линии, ω = k ⋅ c , SPP имеет более короткую длину волны, чем излучение свободного пространства, так что внеплоскостная компонента волнового вектора SPP является чисто мнимой и демонстрирует затухающий затухание. Поверхностная плазменная частота является асимптотой этой кривой и определяется как ${\displaystyle {\varepsilon _{0}}}$

${\displaystyle \omega _{\rm {SP}}=\omega _{\rm {P}}/{\sqrt {1+\varepsilon _{2}}}.}$

В случае воздуха этот результат упрощается до

${\displaystyle \omega _{\rm {SP}}=\omega _{\rm {P}}/{\sqrt {2}}.}$

Если предположить, что ε ₂ является действительным и ε ₂ > 0, то должно быть верно, что ε ₁ < 0, условие, которое выполняется в металлах. Электромагнитные волны, проходящие через металл, испытывают затухание из-за омических потерь и взаимодействий электронов с сердечником. Эти эффекты проявляются в виде мнимой составляющей диэлектрической проницаемости . Диэлектрическая проницаемость металла выражается ε ₁ = ε ₁ ′ + i ⋅ ε ₁ ″, где ε ₁ ′ и ε ₁ ″ являются действительной и мнимой частями диэлектрической проницаемости соответственно. В общем случае | ε ₁ ′ | >> ε ₁ ″, поэтому волновое число можно выразить через его действительную и мнимую составляющие как ^[8]

${\displaystyle k_{x}=k_{x}'+ik_{x}''=\left[{\frac {\omega }{c}}\left({\frac {\varepsilon _{1}'\varepsilon _{2}}{\varepsilon _{1}'+\varepsilon _{2}}}\right)^{1/2}\right]+i\left[{\frac {\omega }{c}}\left({\frac {\varepsilon _{1}'\varepsilon _{2}}{\varepsilon _{1}'+\varepsilon _{2}}}\right)^{3/2}{\frac {\varepsilon _{1}''}{2(\varepsilon _{1}')^{2}}}\right].}$

Волновой вектор дает нам представление о физически значимых свойствах электромагнитной волны, таких как ее пространственная протяженность и требования к связи для согласования волнового вектора.

Длина распространения и глубина скин-слоя

При распространении SPP вдоль поверхности он теряет энергию в металле из-за поглощения. Интенсивность поверхностного плазмона затухает пропорционально квадрату электрического поля , поэтому на расстоянии x интенсивность уменьшилась в раз . Длина распространения определяется как расстояние, на котором интенсивность SPP затухает в раз 1/e . Это условие выполняется на длине ^[12] ${\textstyle \exp\{-2k_{x}''x\}}$

${\displaystyle L={\frac {1}{2k_{x}''}}.}$

Аналогично, электрическое поле спадает затухающе перпендикулярно поверхности металла. На низких частотах глубина проникновения SPP в металл обычно аппроксимируется с помощью формулы глубины скин-слоя . В диэлектрике поле будет спадать гораздо медленнее. Длины затухания в металлической и диэлектрической среде можно выразить как ^[12]

${\displaystyle z_{i}={\frac {\lambda }{2\pi }}\left({\frac {|\varepsilon _{1}'|+\varepsilon _{2}}{\varepsilon _{i}^{2}}}\right)^{1/2}}$

где i указывает среду распространения. SPP очень чувствительны к небольшим возмущениям в глубине скин-слоя, и поэтому SPP часто используются для исследования неоднородностей поверхности.

Анимации

• 
  Электрическое поле (E-field) SPP на границе раздела серебро-воздух на частоте, где длина волны в свободном пространстве составляет 370 нм. Анимация показывает, как E-field изменяется в течение оптического цикла. Диэлектрическая проницаемость серебра на этой частоте составляет (−2,6 + 0,6 i ) . Изображение имеет размер (0,3 × 370 нм) по горизонтали; длина волны SPP намного меньше длины волны в свободном пространстве.
• 
  Электронное поле SPP на границе раздела серебро-воздух на гораздо более низкой частоте, соответствующей длине волны в свободном пространстве 10 мкм. На этой частоте серебро ведет себя примерно как идеальный электрический проводник , а SPP называется волной Зоммерфельда-Ценнека , с почти той же длиной волны, что и длина волны в свободном пространстве. Диэлектрическая проницаемость серебра на этой частоте равна (−2700 + 1400 i ) . Изображение имеет размер 6 мкм по горизонтали.

Экспериментальные приложения

Наноизготовленные системы, использующие SPP, демонстрируют потенциал для проектирования и управления распространением света в веществе. В частности, SPP могут использоваться для эффективного направления света в объемы нанометрового масштаба, что приводит к прямой модификации свойств дисперсии резонансной частоты (например, существенному сокращению длины волны света и скорости световых импульсов), а также к улучшениям поля, подходящим для обеспечения сильных взаимодействий с нелинейными материалами . Получающаяся в результате повышенная чувствительность света к внешним параметрам (например, приложенному электрическому полю или диэлектрической проницаемости адсорбированного молекулярного слоя) открывает большие перспективы для приложений в области зондирования и переключения.

Текущие исследования сосредоточены на проектировании, изготовлении и экспериментальной характеристике новых компонентов для измерения и связи на основе наномасштабных плазмонных эффектов. Эти устройства включают сверхкомпактные плазмонные интерферометры для таких приложений, как биосенсорика , оптическое позиционирование и оптическая коммутация, а также отдельные строительные блоки (плазмонный источник, волновод и детектор), необходимые для интеграции высокочастотной инфракрасной плазмонной линии связи на кремниевом чипе.

В дополнение к созданию функциональных устройств на основе SPP, представляется возможным использовать дисперсионные характеристики SPP, перемещающихся в ограниченных металлодиэлектрических пространствах, для создания фотонных материалов с искусственно подобранными объемными оптическими характеристиками, также известных как метаматериалы . ^[5] Искусственные моды SPP могут быть реализованы в микроволновых и терагерцовых частотах с помощью метаматериалов; они известны как ложные поверхностные плазмоны . ^{[13] [14]}

Возбуждение SPP часто используется в экспериментальной технике, известной как поверхностный плазмонный резонанс (SPR). В SPR максимальное возбуждение поверхностных плазмонов обнаруживается путем мониторинга отраженной мощности от призматического соединителя как функции угла падения , длины волны или фазы . ^[15]

Схемы на основе поверхностных плазмонов , включая как SPP, так и локализованные плазмонные резонансы , были предложены в качестве средства преодоления ограничений по размеру фотонных схем для использования в высокопроизводительных наноустройствах обработки данных. ^[16]

Возможность динамически управлять плазмонными свойствами материалов в этих наноустройствах является ключом к их разработке. Недавно был продемонстрирован новый подход, использующий плазмон-плазмонные взаимодействия. Здесь индуцируется или подавляется объемный плазмонный резонанс для управления распространением света. ^[17] Было показано, что этот подход имеет высокий потенциал для наномасштабной световой манипуляции и разработки полностью совместимого с КМОП электрооптического плазмонного модулятора.

Электрооптические плазмонные модуляторы, совместимые с КМОП, станут ключевыми компонентами в фотонных схемах масштаба чипа. ^[18]

При генерации второй поверхностной гармоники сигнал второй гармоники пропорционален квадрату электрического поля. Электрическое поле сильнее на границе раздела из-за поверхностного плазмона, приводящего к нелинейному оптическому эффекту . Этот больший сигнал часто используется для создания более сильного сигнала второй гармоники. ^[19]

Длина волны и интенсивность пиков поглощения и испускания, связанных с плазмоном, зависят от молекулярной адсорбции, которая может использоваться в молекулярных датчиках. Например, был изготовлен полностью рабочий прототип устройства, обнаруживающего казеин в молоке. Устройство основано на мониторинге изменений в поглощении света, связанном с плазмоном, золотым слоем. ^[20]

Использованные материалы

Поверхностные плазмонные поляритоны могут существовать только на границе раздела между материалом с положительной диэлектрической проницаемостью и материалом с отрицательной диэлектрической проницаемостью. ^[21] Материал с положительной диэлектрической проницаемостью, часто называемый диэлектрическим материалом , может быть любым прозрачным материалом, таким как воздух или (для видимого света) стекло. Материал с отрицательной диэлектрической проницаемостью, часто называемый плазмонным материалом , ^[22] может быть металлом или другим материалом. Он более критичен, так как имеет тенденцию оказывать большое влияние на длину волны, длину поглощения и другие свойства SPP. Далее обсуждаются некоторые плазмонные материалы.

Металлы

Для видимого и ближнего инфракрасного света единственными плазмонными материалами являются металлы из-за их обилия свободных электронов ^[22] , что приводит к высокой плазменной частоте . (Материалы имеют отрицательную действительную диэлектрическую проницаемость только ниже своей плазменной частоты.)

К сожалению, металлы страдают от омических потерь, которые могут ухудшить производительность плазмонных устройств. Потребность в меньших потерях подстегнула исследования, направленные на разработку новых материалов для плазмоники ^{[22] [23] [24]} и оптимизацию условий осаждения существующих материалов. ^[25] Как потери, так и поляризуемость материала влияют на его оптические характеристики. Фактор качества для SPP определяется как . ^[24] В таблице ниже показаны факторы качества и длины распространения SPP для четырех распространенных плазмонных металлов: Al, Ag, Au и Cu, осажденных путем термического испарения в оптимизированных условиях. ^[25] Факторы качества и длины распространения SPP были рассчитаны с использованием оптических данных из пленок Al, Ag, Au и Cu. ^[10] ${\displaystyle Q_{SPP}}$ ${\displaystyle {\frac {\varepsilon '^{2}}{\varepsilon ''}}}$

Серебро демонстрирует самые низкие потери среди текущих материалов как в видимом, так и в ближнем инфракрасном (БИК) диапазоне и в телекоммуникационном диапазоне длин волн. ^[25] Золото и медь одинаково хорошо работают в видимом и ближнем инфракрасном диапазоне, при этом медь имеет небольшое преимущество в телекоммуникационном диапазоне длин волн. Золото имеет преимущество перед серебром и медью, поскольку оно химически стабильно в естественных условиях, что делает его хорошо подходящим для плазмонных биосенсоров. ^[26] Однако межзонный переход при ~470 нм значительно увеличивает потери в золоте на длинах волн ниже 600 нм. ^[27] Алюминий является лучшим плазмонным материалом в ультрафиолетовом режиме (<330 нм) и также совместим с КМОП вместе с медью.

Другие материалы

Чем меньше электронов в материале, тем ниже (т.е. тем длиннее волны) становится его плазменная частота . Поэтому в инфракрасном и более длинных волнах существуют также различные другие плазмонные материалы, помимо металлов. ^[22] К ним относятся прозрачные проводящие оксиды , которые имеют типичную плазменную частоту в инфракрасном диапазоне NIR - SWIR . ^[28] При более длинных волнах полупроводники также могут быть плазмонными.

Некоторые материалы имеют отрицательную диэлектрическую проницаемость на определенных длинах волн инфракрасного диапазона, связанных с фононами, а не плазмонами (так называемые полосы остаточных лучей ). Результирующие волны имеют те же оптические свойства, что и поверхностные плазмонные поляритоны, но называются другим термином — поверхностные фононные поляритоны .

Влияние шероховатости

Чтобы понять влияние шероховатости на SPP, полезно сначала понять, как SPP связывается с решеткой Рисунок 2. Когда фотон падает на поверхность, волновой вектор фотона в диэлектрическом материале меньше, чем у SPP. Для того чтобы фотон связался с SPP, волновой вектор должен увеличиться на . Гармоники решетки периодической решетки обеспечивают дополнительный импульс, параллельный поддерживающему интерфейсу, чтобы соответствовать условиям. ${\displaystyle \Delta k=k_{SP}-k_{x,{\text{photon}}}}$

${\displaystyle k_{SPP}=k_{x,{\text{photon}}}\pm n\ k_{\text{grating}}={\frac {\omega }{c}}\sin {\theta _{0}}\pm n{\frac {2\pi }{a}},}$

где — волновой вектор решетки, — угол падения падающего фотона, a — период решетки, n — целое число. ${\displaystyle k_{\text{grating}}}$ ${\displaystyle \theta _{0}}$

Шероховатые поверхности можно рассматривать как суперпозицию многих решеток с различной периодичностью. Кречманн предложил ^[29] , чтобы статистическая корреляционная функция была определена для шероховатой поверхности

${\displaystyle G(x,y)={\frac {1}{A}}\int _{A}z(x',y')\ z(x'-x,y'-y)\,dx'\,dy',}$

где - высота над средней высотой поверхности в положении , а - площадь интегрирования. Предполагая, что статистическая корреляционная функция является гауссовой в форме ${\displaystyle z(x,y)}$ ${\displaystyle (x,y)}$ ${\displaystyle A}$

${\displaystyle G(x,y)=\delta ^{2}\exp \left(-{\frac {r^{2}}{\sigma ^{2}}}\right)}$

где — среднеквадратическая высота, — расстояние от точки , — длина корреляции, тогда преобразование Фурье корреляционной функции равно ${\displaystyle \delta }$ ${\displaystyle r}$ ${\displaystyle (x,y)}$ ${\displaystyle \sigma }$

${\displaystyle |s(k_{\text{surf}})|^{2}={\frac {1}{4\pi }}\sigma ^{2}\delta ^{2}\exp \left(-{\frac {\sigma ^{2}k_{\text{surf}}^{2}}{4}}\right)}$

где — мера количества каждой пространственной частоты , которая помогает связывать фотоны в поверхностный плазмон. ${\displaystyle s}$ ${\displaystyle k_{\text{surf}}}$

Если поверхность имеет только одну компоненту Фурье шероховатости (т.е. профиль поверхности синусоидальный), то дискретен и существует только при , что приводит к единственному узкому набору углов для сцепления. Если поверхность содержит много компонент Фурье, то сцепление становится возможным под несколькими углами. Для случайной поверхности становится непрерывным, а диапазон углов сцепления расширяется. ${\displaystyle s}$ ${\displaystyle k={\frac {2\pi }{a}}}$ ${\displaystyle s}$

Как было сказано ранее, SPP не являются излучающими. Когда SPP движется вдоль шероховатой поверхности, он обычно становится излучающим из-за рассеивания. Теория поверхностного рассеяния света предполагает, что рассеянная интенсивность на телесный угол на падающую интенсивность равна ^[30] ${\displaystyle dI}$ ${\displaystyle d\Omega }$ ${\displaystyle I_{0}}$

${\displaystyle {\frac {dI}{d\Omega \ I_{0}}}={\frac {4{\sqrt {\varepsilon _{0}}}}{\cos {\theta _{0}}}}{\frac {\pi ^{4}}{\lambda ^{4}}}|t_{012}^{p}|^{2}\ |W|^{2}|s(k_{\text{surf}})|^{2}}$

где - диаграмма направленности излучения от одного диполя на границе раздела металл/диэлектрик. Если поверхностные плазмоны возбуждаются в геометрии Кречмана и рассеянный свет наблюдается в плоскости падения (рис. 4), то дипольная функция становится ${\displaystyle |W|^{2}}$

${\displaystyle |W|^{2}=A(\theta ,|\varepsilon _{1}|)\ \sin ^{2}{\psi }\ [(1+\sin ^{2}\theta /|\varepsilon _{1}|)^{1/2}-\sin {\theta }]^{2}}$

с

${\displaystyle A(\theta ,|\varepsilon _{1}|)={\frac {|\varepsilon _{1}|+1}{|\varepsilon _{1}|-1}}{\frac {4}{1+\tan {\theta }/|\varepsilon _{1}|}}}$

где - угол поляризации, а - угол от оси z в плоскости xz . Из этих уравнений вытекают два важных следствия. Первое заключается в том, что если (s-поляризация), то и рассеянный свет . Во-вторых, рассеянный свет имеет измеримый профиль, который легко коррелируется с шероховатостью. Эта тема более подробно рассматривается в ссылке. ^[30] ${\displaystyle \psi }$ ${\displaystyle \theta }$ ${\displaystyle \psi =0}$ ${\displaystyle |W|^{2}=0}$ ${\displaystyle {\frac {dI}{d\Omega \ I_{0}}}=0}$

Смотрите также

• Поверхностные волны Дьяконова
• Графеновая плазмоника
• Локализованный поверхностный плазмон
• Плазмонная линза
• Суперлинза
• Поверхностный плазмон
• Поверхностный плазмонный резонанс
• Поверхностная волна

Примечания

1. Это дисперсионное соотношение без потерь не учитывает эффекты факторов затухания , таких как внутренние потери в металлах. Для случаев с потерями кривая дисперсии изгибается назад после достижения частоты поверхностного плазмона вместо асимптотического увеличения . ^{[31] [32]}

Ссылки

1. S.Zeng; Baillargeat, Dominique; Ho, Ho-Pui; Yong, Ken-Tye; et al. (2014). «Наноматериалы усиливают поверхностный плазмонный резонанс для биологических и химических сенсорных приложений» (PDF) . Chemical Society Reviews . 43 (10): 3426–3452. doi :10.1039/C3CS60479A. hdl :10220/18851. PMID  24549396.
2. Исследователи NIST, Исследовательская группа нанотехнологий (2009-08-20). "Трехмерные плазмонные метаматериалы". Национальный институт науки и технологий . Получено 2011-02-15 .
   • Исследователи NIST, Исследовательская группа по нанотехнологиям (2010-02-11). "Опто-механические приборы для измерения наноплазмонных метаматериалов". Национальный институт науки и технологий . Получено 2011-02-15 .
   •  В статье использованы материалы из общедоступного источника Three-Dimensional Plasmonic Metamaterials. Национальный институт стандартов и технологий .
3. Яррис, Линн (2009-08-20). "GRIN Plasmonics…" (Интернет-пресс-релиз) . Национальная лаборатория Министерства энергетики США, управляемая Калифорнийским университетом . Получено 15 февраля 2011 г.
4. Барнс, Уильям Л.; Дерё, Ален; Эббесен, Томас В. (2003). «Оптика поверхностных плазмонов субволнового диапазона». Nature . 424 (6950): 824–30. Bibcode :2003Natur.424..824B. doi :10.1038/nature01937. PMID  12917696. S2CID  116017.
   • Уидобро, Палома А.; Нестеров Максим Л.; Мартин-Морено, Луис; Гарсиа-Видаль, Франсиско Х. (2010). «Оптика трансформации для плазмоники» (PDF) . Нано-буквы . 10 (6): 1985–90. arXiv : 1003.1154 . Бибкод : 2010NanoL..10.1985H. дои : 10.1021/nl100800c. hdl : 10044/1/42407. PMID  20465271. S2CID  1255444.Бесплатная загрузка PDF-файлов с рецензируемыми статьями.
   • PDF с arxiv.org – Трансформационная оптика для плазмоники. 15 страниц.
5. Исследователи NIST, Исследовательская группа нанофабрикации. "Наноплазмоника" (онлайн) . Национальный институт науки и технологий . Получено 15.02.2011 .
   •  В статье использованы материалы из общедоступного источника Nanoplasmonics. Национальный институт стандартов и технологий .
6. Башевой, М. В.; Йонссон, Ф.; Красавин, АВ; Желудев, НИ; Чэнь И.; Штокман МИ (2006). «Генерация бегущих поверхностных плазмонных волн при ударе свободных электронов». Nano Letters . 6 (6): 1113–5. arXiv : physics/0604227 . Bibcode :2006NanoL...6.1113B. doi :10.1021/nl060941v. PMID  16771563. S2CID  9358094.
7. Zeng, Shuwen; Yu, Xia; Law, Wing-Cheung; Zhang, Yating; Hu, Rui; Dinh, Xuan-Quyen; Ho, Ho-Pui; Yong, Ken-Tye (2013). «Зависимость размера резонанса поверхностного плазмона, усиленного Au NP, на основе дифференциального фазового измерения». Датчики и приводы B: Химические . 176 : 1128–1133. doi :10.1016/j.snb.2012.09.073.
8. Raether, Heinz (1988). Поверхностные плазмоны на гладких и шероховатых поверхностях и на решетках . Springer Tracts in Modern Physics 111. Нью-Йорк: Springer-Verlag. ISBN 978-3540173632.
9. Коттам, Майкл Г. (1989). Введение в поверхностные и сверхрешеточные возбуждения . Нью-Йорк: Cambridge University Press. ISBN 978-0750305884.
10. Маркес Ламейриньяс, Рикардо А.; Н. Торрес, Жоау Паулу; Баптиста, Антониу; М. Мартинс, Мария Жуан. «Новый метод анализа роли поверхностных плазмонных поляритонов на границах раздела диэлектрик-металл». Журнал IEEE Photonics . дои : 10.1109/JPHOT.2022.3181967 .
11. Киттель, Чарльз (1996). Введение в физику твердого тела (8-е изд.). Хобокен, Нью-Джерси: John Wiley & Sons. ISBN 978-0-471-41526-8.
12. Homola, Jiří (2006). Датчики на основе поверхностного плазмонного резонанса. Springer Series on Chemical Sensors and Biosensors, 4. Берлин: Springer-Verlag. ISBN 978-3-540-33918-2.
13. Pendry, JB ; Martín-Moreno, L.; Garcia-Vidal, FJ (6 августа 2004 г.). «Имитация поверхностных плазмонов с помощью структурированных поверхностей». Science . 305 (5685): 847–848. Bibcode :2004Sci...305..847P. doi : 10.1126/science.1098999 . PMID  15247438. S2CID  44412157.
14. Pan, Bai Cao; Liao, Zhen; Zhao, Jie; Cui, Tie Jun (2014). «Управление отторжением обманных поверхностных плазмонных поляритонов с использованием метаматериальных частиц». Optics Express . 22 (11): 13940–13950. Bibcode : 2014OExpr..2213940P. doi : 10.1364/OE.22.013940 . PMID  24921585.
15. Vo-Dinh, Tuan (2017). "Глава 13 - Биомолекулярное зондирование с использованием поверхностного плазмонного резонанса". Нанотехнологии в биологии и медицине. Методы, устройства и приложения, второе издание . США: CRC Press. стр. 259–288. ISBN 978-1439893784.
16. Озбей, Э. (2006). «Плазмоника: слияние фотоники и электроники в наномасштабных измерениях». Science . 311 (5758): 189–93. Bibcode :2006Sci...311..189O. doi :10.1126/science.1114849. hdl : 11693/38263 . PMID  16410515. S2CID  2107839.
17. Акимов, Ю А; Чу, ХС (2012). «Взаимодействие плазмон–плазмон: управление светом в наномасштабе». Нанотехнологии . 23 (44): 444004. doi :10.1088/0957-4484/23/44/444004. PMID  23080049. S2CID  5384609.
18. Wenshan Cai; Justin S. White & Mark L. Brongersma (2009). «Компактные, высокоскоростные и энергоэффективные электрооптические плазмонные модуляторы». Nano Letters . 9 (12): 4403–11. Bibcode : 2009NanoL...9.4403C. doi : 10.1021/nl902701b. PMID  19827771.
19. В. К. Валев (2012). «Характеристика наноструктурированных плазмонных поверхностей с генерацией второй гармоники». Langmuir . 28 (44): 15454–15471. doi :10.1021/la302485c. PMID  22889193.
20. Минь Хип, Ха; Эндо, Тацуро; Керман, Каган; Чикаэ, Миюки; Ким, До-Гюн; Ямамура, Сёхей; Такамура, Юдзуру; Тамия, Эйичи (2007). «Иммуносенсор на основе локализованного поверхностного плазмонного резонанса для обнаружения казеина в молоке». Наука и технология перспективных материалов . 8 (4): 331. Бибкод : 2007СТАдМ...8..331М. дои : 10.1016/j.stam.2006.12.010 .
21. Pochi Yeh (3 марта 2005 г.). Оптические волны в слоистых средах. Wiley. ISBN 978-0-471-73192-4.
22. West, PR; Ishii, S.; Naik, GV; Emani, NK; Shalaev, VM; Boltasseva, A. (2010). «Поиск лучших плазмонных материалов». Laser & Photonics Reviews . 4 (6): 795–808. arXiv : 0911.2737 . Bibcode : 2010LPRv....4..795W. doi : 10.1002/lpor.200900055. ISSN  1863-8880. S2CID  16887413.
23. Boltasseva, A. ; Atwater, HA (2011). "Плазмонные метаматериалы с малыми потерями". Science . 331 (6015): 290–291. Bibcode :2011Sci...331..290B. doi :10.1126/science.1198258. ISSN  0036-8075. PMID  21252335. S2CID  206530073.
24. Blaber, MG; Arnold, MD; Ford, MJ (2010). "Обзор оптических свойств сплавов и интерметаллидов для плазмоники". Journal of Physics: Condensed Matter . 22 (14): 143201. arXiv : 1001.4867 . Bibcode : 2010JPCM...22n3201B. doi : 10.1088/0953-8984/22/14/143201. ISSN  0953-8984. PMID  21389523. S2CID  26320849.
25. McPeak, Kevin M.; Jayanti, Sriharsha V.; Kress, Stephan JP; Meyer, Stefan; Iotti, Stelio; Rossinelli, Aurelio; Norris, David J. (2015). «Плазмонные пленки могут легко стать лучше: правила и рецепты». ACS Photonics . 2 (3): 326–333. doi :10.1021/ph5004237. ISSN  2330-4022. PMC 4416469 . PMID  25950012. 
26. Homola, Jir (2003). «Настоящее и будущее биосенсоров поверхностного плазмонного резонанса». Аналитическая и биоаналитическая химия . 377 (3): 528–539. doi :10.1007/s00216-003-2101-0. ISSN  1618-2642. PMID  12879189. S2CID  14370505.
27. Этчегоин, ПГ; Ле Ру, ЕС; Мейер, М. (2006). «Аналитическая модель оптических свойств золота». Журнал химической физики . 125 (16): 164705. Bibcode : 2006JChPh.125p4705E. doi : 10.1063/1.2360270. ISSN  0021-9606. PMID  17092118.
28. Доминичи, Л.; Микелотти, Ф.; Браун, Т.М.; и др. (2009). «Плазмонные поляритоны в ближнем инфракрасном диапазоне на пленках оксида олова, легированных фтором». Optics Express . 17 (12): 10155–67. Bibcode : 2009OExpr..1710155D. doi : 10.1364/OE.17.010155 . PMID  19506669.
29. Кречманн, Э. (апрель 1974 г.). «Die Bestimmung der Oberflächenrauhigkeit dünner Schichten durch Messung der Winkelabhängigkeit der Streustrahlung von Oberflächenplasmaschwingungen». Оптические коммуникации (на немецком языке). 10 (4): 353–356. Бибкод : 1974OptCo..10..353K. дои : 10.1016/0030-4018(74)90362-9.
30. Kretschmann, E. (1972). «Угловая зависимость и поляризация света, излучаемого поверхностными плазмонами на металлах из-за шероховатости». Optics Communications . 5 (5): 331–336. Bibcode : 1972OptCo...5..331K. doi : 10.1016/0030-4018(72)90026-0.
31. Аракава, ET; Уильямс, MW; Хамм, RN; Ричи, RH (29 октября 1973 г.). «Влияние затухания на дисперсию поверхностных плазмонов». Physical Review Letters . 31 (18): 1127–1129. Bibcode : 1973PhRvL..31.1127A. doi : 10.1103/PhysRevLett.31.1127.
32. Майер, Стефан А. (2007). Плазмоника: основы и применение . Нью-Йорк: Springer Publishing . ISBN 978-0-387-33150-8.

Дальнейшее чтение

• Ebbesen, TW; Lezec, HJ; Ghaemi, HF; Thio, T.; Wolff, PA (1998). "Необыкновенная оптическая передача через массивы отверстий субволновой длины" (PDF) . Nature . 391 (6668): 667. Bibcode :1998Natur.391..667E. doi :10.1038/35570. S2CID  205024396.
• Hendry, E.; Garcia-Vidal, F.; Martin-Moreno, L.; Rivas, J.; Bonn, M.; Hibbins, A.; Lockyear, M. (2008). "Оптический контроль над передачей ТГц-излучения с помощью поверхностного плазмона и поляритона через щелевую апертуру" (PDF) . Physical Review Letters . 100 (12): 123901. Bibcode :2008PhRvL.100l3901H. doi :10.1103/PhysRevLett.100.123901. hdl : 10036/33196 . PMID  18517865.Бесплатная загрузка PDF-файла.
• Barnes, William L.; Dereux, Alain; Ebbesen, Thomas W. (2003). "Surface plasmon subwavelength optics" (PDF) . Nature . 424 (6950): 824–30. Bibcode :2003Natur.424..824B. doi :10.1038/nature01937. PMID  12917696. S2CID  116017. Архивировано из оригинала (PDF) 2011-08-11.Бесплатная загрузка PDF-файла.
• Pitarke, JM; Silkin, VM; Chulkov, EV; Echenique, PM (2007). "Теория поверхностных плазмонов и поверхностных плазмонных поляритонов" (PDF) . Reports on Progress in Physics . 70 (1): 1. arXiv : cond-mat/0611257 . Bibcode :2007RPPh...70....1P. doi :10.1088/0034-4885/70/1/R01. S2CID  46471088.Бесплатная загрузка PDF-файла.

Внешние ссылки

• Уайт, Джастин (19 марта 2007 г.). "Поверхностные плазмонные поляритоны" (онлайн) . Стэнфордский университет . Физический факультет.« Представлено как курсовая работа по AP272. Зима 2007 г. ».