Новотный Л., Хехт Б. Основы нанооптики

Подождите немного. Документ загружается.

6 3

Аnертурные

зонды

183

сутствие

отверстия.

Разумеется,

это

предположение

перестает

быть

справедливым

вб.1ИЗИ

границ

отверстия,

и,

следовательно,

приближение

Кирхгофа

для

отверстий

"а.l0ГО

диаметра

является

очень

неточным.

Для

отверстия,

значительно

меньшего,

че~1

длина

волны

падающего

излучения,

разумным

является

рассмотрение

поля

э.lеlПростатическом

пределе.

сожалению,

при

нормальном

падении

волн

их

ПО.1Я

электростатическом

предеJ1е

становятся

равными

нулю,

т.

к.

падающее

поле,

состоящее

из

суперпозиции

падающего

отраженного

света,

исчезает

на

поверхности

\Iета.l.lического

экрана.

Таким

образом,

расчет

электрического

поля

необходимо

производить

первом

порядке

теории

возмущения.

другой

стороны,

решить

маг

нитостатическую

проблему

оказывается

вполне

возможным.

1944

Бете

(Bethe)

получил

аналитическое

решение

для

электромагнитного

ПО.1Я

вблизи

небольшого

отверстия

[24].

Он

также

показал,

что

дальнем

поле

1IЗ.1учение

от

отверстия

соответствует

излучению

от

магнитного

электрического

ДИПО.lеЙ.

расположенных

центре

отверстия.

Электрический

диполь

возбуждается,

TO.lbl\O

если

падающая

волна

имеет

наклонный

угол.

1950

Баукамп

(Bouwkamp)

показал.

что

электрическое

поле,

рассчитанное

Бете,

имеет

скачок

отверстии,

что

не

удовлетворяет

граничным

условиям

[25].

Задавшись

целью

найти

более

точное

решение,

Баукамп

вначале

получил

ре

шение

для

диска

затем,

пользуясь

принципом

Бабине

(Babinet), -

магнитные

токи

д.~я

случая

отверстия.

Этот

результат

получен

путем

решения

интегральных

уравнений.

содержащих

функцию

распределения

токов

на

диске

качестве

неиз

вестной

функции.

Затем

интегральные

уравнения

решаются

методом

разложения

ряд

использованием

сингулярных

граничных

условий

на

краю

диска.

Это

условие

означает.

что

тангенциальное

границе

диска

электрическое

поле

должно

спадать

как

квадратный

корень

расстояния

от

нее.

Кроме

того,

нормальная

компонента

Э.lектрического

поля

должна

возрастать

до

бесконечности

как

обратный

квадратный

корень

из

расстояния

от

границы.

Такие

граничные

условия

прежде

были

использова

ны

Зоммерфельдом

(Sommerfeld)

при

изучении

дифракции

на

краю

полубесконечной

~lетаJlлической

плоскости.

Другой

метод

решения

задачи

полях

вблизи малого

отверстия

предложен

работе

[26].

Принцип

Бабине

эквивалентен замене

электрических

токов

зарядов,

индуцируе

~lbIX

металлическом

экране,

на

магнитные

токи

заряды,

расположенные

внутри

отверстия.

Поверхностная

плотность

магнитных

токов

плотность

магнитных

зарядов

внутри

отверстия

создают

магнитный

векторный

потенциал

А(m)

маг

нитный

скалярный

потенциал

ф(m):

А(I11)

k-е-dS

/kR

-о

47ГR

/kR

ф(m)

= _

ТJ_

-dS,

р,о

47Г

(6,13)

где

R =

- r'l -

расстояние

между

координатой

источника

координатой,

в ко

торой

рассматривается

поле

г',

интегрирование

производится

по

всей

поверхности

отверстия

Аналогичным

образом,

для

электрического

случая

потенциалам

(т)

фllll)

соответствуют

электрическое

магнитное

поля,

которые

можно

записать

виде

А(m},

= i(,<JA(m) -

vф(m)

_vф(m).

(6.14)

мы

пренебрегаем

первым

слагаемым

выражении

дЛЯ

Н,

т.

к.

оно

пропорци

она.,ьно

k =

(,<J/(,

и в

пределе

малых

отверстий

пренебрежимо

мало

(ka « 1).

184

Гл.

Зонды

для

микроскопии

ближнего

ПОЛЯ

Для

получения

решения

для

А(т)

ф(m)

удобно

ввести

сплющенные

сферои

дальные

координаты

r =

(и,

~),

которые

задаются

соотношениями

z = auv,

aJ(l

- u

)(1

+ v

)

COB~,

aJ(l-

)(1

+ v

)

sin~,

15)

где

-00

00,

27Г.

Поверхности

отвечают

отверстию

экрану

соответственно.

Плоская

волна при

нормальном

падении

Для

плоской

волны

при

нормальном

падении

решение

уравнения

ЛаПJlаса

ф(m)

имеет

вид

(6.16)

где

p;:t

присоединенные

функции

Лежандра

первого

второго

рода

соответ

ственно

[27],

Ео

Но

Eov'ё

J.LO

значения

электрического

магнитного

полей

падающей

плоской

волны,

поляризованной

направлении

оси

:1:

(<р

О).

Решения

для

векторного

потенциала

А(т)

получить

значительно

труднее,

поскольку

они

не

могут

быть

получены

статически.

Выражения,

полученные

Баукампом.

имеют

вид

A~m)

-€оЕОЗ67ГРi(u)Q~(zv)

sin2~,

A~m)

€ОЕо~;:[-48Qо(zv)

24P2(U)Q2(i11)

pi(1L)Q~(iII)

сон2<р].

17)

т.

е.

отличаются

от

решений,

полученных

ранее

Бете.

Электрическое

магнитное

поля

теперь

легко

получить.

подставляя

А(III)

фlllll

выражение

(6.14).

Для

электрического

поля

получаем

/Е

t 1 1

у2

]

o=z

--z

аu

+varс

v+-

2')

•

7г

+ v

За-(u.

+ 1'-}(l + 1'-)-

/Е

_ _

4ikxyu

у о

З7Га(u2

+ v2)(1 + v

)2'

(6.18)

Е/Е

4ikxv

37Г(u2

+ v2)(1 + v

) ,

магнитное

поле

имеет

вид

4xyv

Но

= - ? 2 2 2

.,.

7Га-

(и

+ v )( 1 + v )-

_ 2 [ v

t,(x

у2)

]

Ну/Но

- 1 - -

arctgv

-2--2

+ 2

2')

.) .)

7г

+ v

1Га

(11

+ 1'-}(l + 1'-)-

19)

4ауu

Но

= - 2 2 2

•

7Га

(и

+ v )( 1 +

1'-)

Рассчитав

электрическое

магнитное

поля

на

металлическом

экране.

мы

може~1

вычислить

электрическую

плотность

заряда

электрическую

плотность

тока

Аnерmурные

зонды

185

виде

(6.20)

Здесь

точка

на

металлическом

экране

задается

полярными

координатами

(р,

ф),

радиальный

азимутальный

единичные

векторы

соответственно.

Важно

ОТl\lетить,

что

плотность

тока

не

зависит

от

параметра

ka.

Это

говорит

том,

что

~Ibl

имеем

дело

магнитостатическим

током,

для

которого

верно

V'. 1 =

о.

другой

стороны,

плотность

зарядов

пропорциональна

и,

следовательно,

не

~южет

быть

ПОJlучена

из

электростатических

соображений.

На

границе

отверстия

(р

а)

компонента

тока,

перпендикулярная

границе,

обращается

нуль,

то

же

время

тангенциальная

компонента

тока

плотность

заряда

становятся

бесконечно

БО.1ЬШИМИ.

ПОJ1ученные

выше

поля

справедливы

лишь

окрестности

отверстия,

т. е.

при

УС.10ВИИ

R «

а.

Для

вывода

полей

на

больших

расстояниях

необходимо

вычислить

пространственный

спектр

плоскости

отверстия

затем

использовать

угловое

пред

стаВ.1ение

для

получения

характера

распространения

[28].

Однако,

как

показано

задаче

этот

подход

не

позволяет

корректно

восстановить

поле

дальней

зоне,

потому

что

полученное

поле

ближней

зоне

справедливо

лишь

для

значений

порядка

J.a,

то

время

как

для

дальнего

поля

необходима

точность

(ka)3.

Баукамп

получил

ПО.1Я

отверстии

точностью

(ka)5 [29].

Эти

поля

уже

достаточно

точны,

для

того

чтобы

при

помощи

представления

через

угловой

спектр

получить

из

ближнего

поля

дальнее

поле.

Бете

Баукамп

показали,

что

дальней

зоне

поле

малого

отверстия

эквивалентно

да.lьнему

полю

излучающего

магнитного

диполя,

расположенного

внутри

отверстия,

ось

которого

направлена

противоположно

оси

у,

т.

е.

противонаправлена

магнитному

ПО.1Ю

падающей

плоской

волны.

Магнитный

дипольный

момент

оказывается

при

ЭТОМ

равным

(6.21

)

он

растет

пропорционально

третьей

степени

ао;

это

свидетельствует

том,

что

отверстие

ведет

себя

как

трехмерный

поляризующийся

объект.

Плоская

волна

при

nроизвольном

угле

падения

Баукамп

получил

решение

для

полей

случае

малого

диска,

освещаемого

п.l0СКОЙ

волной

произвольным

углом

падения

[29].

Используя

принцип

Бабине,

;\южно

получить

решение

для

отверстия.

этом

случае

оказывается,

что

излучение

дальнем

поле

уже

не

соответствует

излучению

одиночного магнитного

диполя.

Э.lектрическое

поле

индуцирует

электрический

диполь,

ориентированный

перпенди

ку.1ЯРНО

плоскости

отверстия

антипараллельно компоненте

вынуждающего

поля.

ТаКИI\I

образом,

поле

дальней

зоне

малого

отверстия,

освещаемого

произвольной

186

Гл

Зонды

для

микроскопии

ближнего

поля

плоской

волной,

задается

излучением

электрического

магнитного

диполей

со

С.lе

дующими

моментами

[24]:

1.1.

-~Eoa~(Eo·

nz)n

, m

-~аМnо

(Е

n:)],

(622)

где

единичный

вектор,

нормальный

плоскости

отверстия,

ориентированный

вдоль

направления

распространения.

Приложение

теории

Бете-Баукамnа

аnертурным

зондам

На

рис.

6.16

показано

сравнение

ближнего

поля

апертурного

зонда

идеального

отверстия.

На

первый

взгляд,

эти

поля

выглядят

очень

похожими,

но

на

caMO~!

деле

они

обладают

значительными

различиями.

Поле

идеального

отверстия

ЯВ.1Я

ется

сингулярным

на

границах

плоскости

поляризации

нулевым

вдоль

оси

.IJ

Рис

Сравнение

решения

Баукампа

(слева)

полей

вблизи

аперТУрlIОГО

зонда

а.1Ю~IИНIf

евым

покрытием

(л

= 488

нм),

посчитанных

методом

взаимодействующих

мультиполей

ЛИНИIf

уровня

поля

IEI

(двухкратное

масштабирование

между

соседними

линиями)

Падаюшее

ПО.,е

поляризовано

вдоль

оси

:1:

вне

отверстия,

что,

однако,

не

имеет

места

случае

апертурного

зонда

прово

дящим

металлическим

покрытием.

Приближение

Баукампа,

кроме

того,

об.lадает

значительно

лучшей

локализацией

полей

большими

градиентами

поля,

что

будет

приводить,

случае если

они

являются

действительными,

напримср,

б6.1ЬШИ~!

силам,

воздействующим

на

частицы,

находящиеся

вблизи

отверстия

ОТJI.!стим,

что

бесконечно

проводящий

бесконечно

тонкий

экран,

представляющий

собои

объект

теории

Бете-Баукампа,

является

довольно

сильной

идеализацией.

На

оптических

частотах

самые

лучшие

металлы

имеют

толщину

скин-слоя

6-10

нм,

что

увеличивает

эффективный

размер

отверстия

сглаживает

сингулярности

полей

на

его

границах

Кроме

того,

любой

реальный

металл

имеет

толщину

как

минимум

л!4

Еще

о,1но

отличие

заключается

том,

что

на

отверстие

апертурного

зонда

падает

волноводная

мода,

не

плоская

волна.

Идеальное

отверстие

излучает

как

когерентная

суперпозиция

полей

магнитного

электрического

диполя

[24].

случае

идеального

отверстия,

освещаемого

плоской

волной

при

нормальном

падении,

электрического

диполя

не

возникает.

Однако

ПО.~е

реального

зонда

определяется

существующей

волноводе

модой.

Металлическое

покрытие

обладает

конечной

проводимостью,

что

всегда

приводит

возникновению

во

внешнем

электрическом

поле

компоненты

плоскости

апертуры.

Может

показать

ся,

что

это

компенсируется

введением

вертикального

диполя.

Но

такая

комбинация

6 3

Аnерmурные

зонды

187

.1ИПО.lеЙ

ведет

асимметрии

дальней

зоне,

что

также

не

является

подходящим

приБJlижением

Таким

образом,

один

магнитный

диполь

не

дает

удовлетворительного

соответствия

излучению

апертурного

зонда.

Обермюллер

(ОЬегmШlег)

Каррай

(Karrai)

предложили

вариант

магнитного

электрического

диполей,

лежащих

плос

кости

отверстия

перпендикулярных

друг

другу

[301.

Такая

комбинация

способна

У.10В.lетворять

требованиям

симметрии

для излучения

дальней

зоне

находится

хорошем

согласии

экспериментальными

измерениями.

6.3.3.

Распределение

ближнего

поля

апертурных

З0НДОВ.

На

рис.

пока

заны

поля

области

отверстия

апертурного

зонда

вакууме

над

диэлектрической

ПО.1,lОжкоЙ

Покрытие

сходит

на

конус

направлении

отверстия

(апертуры),

его

об

щая

толщина

составляет

нм.

Величина

диаметра апертуры

выбрана

равной

нм.

П,10СКОСТИ

поляризации

волны

(у

О)

наблюдается

усиление

поля

на

границах

нм

I-----i

Рис

Линии

уровня

IEl

трех

перпендикулярных

плоскостях

вблизи

кончика

апертурной

ГО,lОВКИ

(двухкратное

масштабирование

между

соседними

линиями)

Стрелками

показано

на

праВ,lение

усредненного

по

времени

вектора

ПоЙнтинга.

Поляризация

падающего

поля

лежит

1I,1ОСlюспt

,IJ

()

Про"ождение

света

через

зонд

увеличивается

при

внесении

область

непосредственнои

близости

зонду

диэлектрической

(е

2,25)

подложки

(рисунок

справа)

покрытия.

обусловленное

большим

значением

компонент

поля,

перпендикулярных

границе,

также

сильной

искривленностью

геометрии

задачи

(эффект

громоотвода).

плоскости,

перпендикулярной

плоскости

поляризации

(х

О),

электрическое

поле

всюду

параЛJ\еJ\ЬНО

границе,

благодаря

чему

линии

уровня

оказываются

непрерыв

НЫI\IИ

Часть

поля

проникает

через

границы

отверстия

металл,

тем

самым

увеличивая

эффективную

ширину

отверстия.

При

внесении

область

зонда

диэлектрической

ПО.10,10ЖКИ

возрастает

коэффициент

его

энергетической

передачи.

этом

можно

убедиться,

глядя

на

рис.

6.17

сравнивая

линии

уровня

зонде.

Часть

излученного

ПО,lЯ

рассеивается

пространство,

окружающее

зонд,

передавая

энергию

во

внешние

пространственные

моды,

распространяющиеся

по

поверхности

его

оболочки.

188

Гл

Зонды

для

микроскопии

ближнего

поля

Внешние

пространственные

моды

могут

возбуждаться

и в

прямом

направлении

полем,

прошедшим

из

сердцевины

зонда

оболочку.

По

аналогии

цилиндричеСКИ~1

волноводом

они

практически

не

претерпевают

ослабления

[21].

Б6льшая

часть

энер

гии,

содержащейся

этих

модах,

таким

образом,

распространяется

направлении

плоскости

отверстия.

Если

выбранная

оболочка

слишком

тонка,

может

получиться

так,

что

свет

от

оболочки окажется

сильнее,

чем

свет,

при

шедший

из

сердцевины

излучаемый

отверстием.

этом

случае

поле

заметно

усиливается

внеШНИ~IИ

границами

оболочки,

что

при

водит

распределению

поля,

показанному

на

рис

(справа)

Чтобы

избежать

таких

нежелательных

ситуаций,

необходимо

выбирать

до

вольно

толстые

оболочки.

Разумным

решением

этой

проблемы

толщиной

оболочки

может

быть

использование

оболочек,

сходящих

на

конус.

Рис

618

Линии

уровня

IEI

(масштабирование

между

соседними

линиями

з1/2)

плоскости

отверстия

для

трех

различных

апертурных

зондов

различной

толщиной

оБОЛОЧI\И

C.1CBa

бесконечная

толщина

оболочки

центре:

конечная

толщина;

доминирует

ПОJlе.

ИЗЛ}

ЧСНlюе

поверхностью

отверстия.

Справа.

конечная

толщина,

доминирует

поле,

излучеllНО('

внешнеll

поверхностью

оболочки

Необходимо

подчеркнуть,

что

поверхностные

моды

не

могут

возбуждаться

внещ

ним

излучением,

т.

к.

их

константы

распространения

больше,

чем

константы

распро

странения

свободно

распространяющегося

света

типа

поверхностных

плазмонов

(C~I

гл.

12).

Теория

Бете-Баукампа

применялась

для

описания

ближнего

поля

апертурных

зондов

разными

авторами

Эксперименты

одиночными

молекулами

показали

очень

хорошее

качественное

сходство

[31].

Это

позволяет

заключить,

что

теория

дает

прекрасный

инструмент

анализа

распределения

поля

вблизи

заданного

отверстия

(см.

гл.

9).

6.3.4.

Усиление

пропускания

направленности.

Эббесен

(ЕЬЬеsеп)

соавто

рами

показали, что

пропускание

света

через

металлический

экран

суБВОЛНОВЫ~IИ

отверстиями

можно

радикально

увеличить,

если

расположить

отверстия

периодиче

ским

образом

[32].

Явление

состоит

конструктивной

интерференции

рассеянных

полей

на

освещаемой

поверхности

металлического

экрана

и,

следовательно,

сильно

зависит

от

длины

волны

падающего

света.

Периодическое

расположение

отверстий

увеличивает

плотность

энергии

на

поверхности

металлического

экрана

благодаря

формированию

стоячих

волн.

Однако

усиление

пропускания

требует,

чтобы

площадь

освещаемой

поверхности

была

существенно

больше,

чем

дифракционно-ограниченное

световое

пятно.

Изначально

усиление

пропускания

периодически

перфорированного

металличе

ского

экрана

приписывалось

возникновению

интерференции

поверхностных

плаз

монов,

но вскоре

было

замечено,

что

такой

же

эффект

наблюдается

на

поверхности

6 3

Аnерmурные

зонды

189

И.1еального

металла,

где

нет

никаких

поверхностных

мод.

Дискуссия

продолжилась,

КОГ.1а

исследователи

поняли,

что

периодически

перфорированный

идеальный

металл

ве.1ет

себя

подобно

эффективной

среде,

на

которой

возникают

«мнимые»

поверх

ностные

плазмоны,

встречающиеся

на

поверхности

благородных

металлов

[33].

Та

ким

образом,

хотя

на

поверхности

идеального

металла

не

возникают

«связанные»

поверхностные

плазмоны,

но

благодаря

периодическому

расположению

отверстий

И.1еальныЙ

металл

введет себя

как

металл

благородный.

рамках

представления

об

эффеl\ТИВНОЙ

среде

Пендри

(Pendry)

соавторами

вывели

следующее

дисперсионное

соотношение

для

перфорированного

металлического

экрана

[33]:

64а

1+4.422'

1г

Wpl

- W

(6.23)

З.1есь

константа

распространения

вдоль

поверхности

перфорированного

метал

.1ИчеСI<ОГО

экрана,

CI<0POCTb

света

вакууме,

диаметр

отверстий,

d -

расстояние

между

ними

Плазменная

частота

(;.)р/

эффеюивной

среды

1ГС

(;.)1=--

a..jfji ,

(6.24)

Г.1е

;

материальные

константы

вещества,

наполняющего

отверстия.

Соотно

шение

(6.23)

схоже

известным

дисперсионным

соотношением

для

поверхностных

П.lазмонов,

возникающих

металлах

Друде

(см.

гл.

12).

Однако

если

металлах

Друде

плазмонный

резонанс

(kll --+

ос)

возникает

на

частотах

ниже

плазменной,

то

перфорированном

металличеСI<ОМ

экране

он

совпадает

плазменной

частотой

(;.)pl.

Интересным

следствием

отсюда

является

то

обстоятельство, что

на

перфорированном

"еталлическом

экране

ВОЗНИl<ает

возможность

имитировать

реальные

поверхностные

П.lаз~IOНЫ,

дисперсионное

соотношение

для

них

можно

перестраивать,

пользуясь

его

зависимостью

от

диаметра

отверстий

их

близости друг

ко

другу.

Отметим,

что

периодичность

отверстий

должна

подразумевать

периодичность

периодом

21Г

/ d

.1исперсионного

соотношения,

аналогично

тому,

как

это

происходит

теории

фотон

ных

кристаллов

электронной

теории

полупроводников.

Но

соотношении

(6.23)

мы

не

наблюдаем

подобного

свойства,

что

означает

невозможность

достижения

такого

П.lаз~IOННОГО

резонанса,

при

котором

kll --+

00.

аналогичных

экспериментах

для

делокализации

излучения

ближней

зоне

отверстия

Лежеч

(Lezec)

соавторами

использовали

конфигурацию

одной

апертуры

концентричеСI<ОЙ

микрорешеткой

[34].

Подобная

делокализация

приводит

либо

повышению

уровня

передачи,

либо

усилению

направленности

излученного

света.

Для

лучшего

понимания

эффекта

заметим,

что

теория

Бете

Баукампа

предска

зывает,

что

свет,

исходящий

из

небольшого

освещаемого

отверстия,

расходится

во

все

стороны.

Чем

меньше

отверстие,

тем

сильнее

расходимость

излучения

за

ним.

Значительная

часть

электромагнитной

энергии

при

этом

не

распространяет

ся.

остается

«при

крепленной»

выходной

поверхности

отверстия.

Эта

энергия

никогда

не

достигнет

наблюдателя

(см.

рис.

6.19,

а).

помощью

концентрической

~IИl<рорешетки

Лежеч

соавторами

смогли

преобразовать

нераспространяющееся

б.1Ижнее

поле

распространяющееся,

которое

может

быть

получено

удаленным

наблюдателем

(см.

рис

6.19,

б).

При

этом

решетка,

расположенная

на

выходной

поверхности,

искусственно

увеличивает

излучающую

поверхность,

что

неизбежно

при

водит

ухудшению

степени

локализации

поля

ближней

зоне,

это

очень

нежелательно

для

приложений

оптической

микроскопии

ближнего

поля.

Однако

пропускную

способность

можно

сильно

повысить,

если

расположить

решетку

на

пе-

редней

поверхности

отверстия.

190

Гл

Зонды

для

.микроскопии

ближнего

поля

Без

решетки

решеткой

Рис

Усиление

направленности

излучения

света

при

помощи

микрорешетки.

раСПО.10Jf\ен

ной

на

выходе

небольшого

отверстия.

отсутствие

решетки

излучение

дифрагирует

во

всех

направлениях.

Решетка

делокализует

ближнее

поле

преобразует

его

направленное

излучение

6.4.

Изготовление

апертурных

зондов

При

создании

апертурных

зондов

лабораторных

условиях

[35]

берут

прозрач

ную

сходящую

на

конус

структуру,

являющуюся

основой

для

оптического

зонда.

покрывают

ее

отражающим

покрытием,

например

металлом.

Наименьшей

глубиной

скин-слоя

видимом

диапазоне

спектра

среди

всех

металлов

обладает

алюминий

На

рис.

6.20

показаны

зависимости

коэффициентов

пропускания

отражения

для

различных

металлов

как

функции

толщины

пленки.

Из

этих

графиков

легко

видеть.

что

именно

алюминий

(AI)

ведет

себя

наилучшим

образом.

Нанести

покрытие

из

алюминия

на

диэлектрическую

головку

можно,

например.

при

помощи

термоваку

умного

испарения.

испарения

под

действием

электронного

пучка

или

вакуумньщ

напылением. Термическое

электронное

испарения

имеют

то

преимущество.

что

это

направленные

процессы.

Поэтому

определенные

области образца

можно

оставить

ненапыленными,

используя

эффекты

создания

тени.

осуществимые

именно

этих

процессах.

то

же

время

напыление

вакууме

процесс

изотропный

Даже

случае

объекта

со

сложной

поверхностью

все его

грани

будут

напылены

одно

временно.

Формирование

отверстия

на

вершине

волоконной

головки

может

быть

выполнено

использованием

эффектов

тени

при

термическом

электронном

испа

рении.

этом

процессе

головка

позиционируется

ориентируется

таким

обраЗО~I.

чтобы

поток

металлического

пара

попадал

на нее

под

углом.

слегка

отличным

от

направления

«сзади».

это

время

головку

вращают.

Скорость

смешения

частиц

металла

при

вершине

головки

много

меньше,

чем

на

боковых

сторонах. что

при

водит

самопозиционирующемуся

формированию

отверстия

на

вершине.

как

это

показано

на

рис.

6.21.

Однако

как

при

испарении,

так

при

напылении

алюминий

имеет

тенденцию

образовывать

слишком

крупные

зерна.

Характерный

размер

этих

зерен

100

нм.

их

визуализация

возможна

при

исследовании

напыленных

головочных

структур

помощью

прибора,

использующего

ионный

пучок.

На

рис.

6.22.

показан

оп

тический

зонд,

напыленный

алюминием.

Столь

отчетливое

изображение

зерен

ионном

микроскопе

обусловлено

эффектом

туннелирования

ионов

на

их

границах

(см.,

например.

[37]).

Формирование

зерен

алюминиевых

пленках

нежелательно

по

двум

причина~1

во-первых,

может

возникнуть

утечка

света

на

границах

зерен

связанных

ними

дефектами.

что

дальнейшем

приведет

его

интерференции

со

слабым

рабочим

излучением

вершины

головки,

и,

во-вторых,

форму

оптической

апертуры

головки

6 4

Изготовление

аnертурных

зондов

191

100~~~~----~----~----~

:s:

::z:

..s

101

с,)

t::

Толщина

пленки

[н

М]

100

Аl

C'r

:s:

::z:

«1

10 20

Толщина

пленки

[нм]

Рис

Пропускание

отражение

тонких

пленок

как

функции

толщины

пленки

для

раЗ.1ИЧНЫХ

металлов

Измерения

проводились

на

длине

волны

550 ± 5

нм

для

Ag,

Аи,

Си,

Ga.

Iп.

Мп.

Pd.

Al,

Со,

Сг,

Fe,

Pt,

Ti,

на

длине

волны

503 ± 5

нм

для

Ni,

РЬ, Sп,

также

использованием

белого

света

для

Те.

Пленки

формировались

помощью

термического

испарения

при

давлении

10-5

Торр

со

скоростью

100

нм/мин,

затем

закалялись

при

нескольких

сотнях

градусов

Цельсия

вакууме.

Заимствовано

из

[36]

Рис

Самопозиционирующееся

формирование

апертуры

при

термическом

испарении

Ис

парение

11РОИЗВОДИТСЯ

под

углом,

слегка

отклоняющимся

от

направления

«сзади.,

это

время

головка

вращается

Заимствовано

из

[17]

нельзя

считать

идеально

определенной,

т.

к.

ее

размер,

как

правило,

меньше

среднего

размера

зерна.

Кроме

того,

зерна

не

позволяют

подвести

реальный

оптический

зонд

близко

образцу

из-за

выступающих

частиц.

Это

может

сильно

ухудшить

192

Гл.

б.

Зонды

для

микроскопии

ближнего

поля

•

~,L--.-

Рис.

6 22.

Зерна

отверстия

оптических

зондах,

напыленных

алюминием

Изображение

покрытого

алюминием

оптического

зонда,

записанное

помощью

прибора

на

ионном

пучке

ОТ

четливое

изображение

зерен

обусловлено

туннелированием

ионов

через

границу

зерна

(см.

на

пример,

[37])

Отверстие

является

хорошо

определенным,

потому

что

вершина

была

срезана

сфокусированным

ионным

пучком.

Изображение

любезно

предоставлено

ван

ХЮЛЬСТО~I

уап

Hulst) (6).

Изображение

изначального

отверстия,

полученное

сканирующим

3.1ек-

тронным

микроскопом.

Длина

масштабных

полосок

составляет

300

нм

Заимствовано

из

разрешение,

получаемое

данным

апертурным

зондом,

даже

если

отверстие

при

иссде

довании

его

сканирующим

электронным

микроскопом

определяется

как

очень

малое

Последний

эффект

проиллюстрирован

на

рис.

6.22,

в.

Электронное

испарение

часто

позволяет

получить

более

гладкие

алюминиевые

покрытия

по

сравнению

тер

мическим.

Малое

количество

света,

получаемое

апертурах

ближнего

поля,

является

огра

ничивающим

фактором

экспериментах.

Поэтому

предпринимались

попытки

повы

сить

мощность

входного

пучка

на

противоположном

конце

волокна

Однако

апертурные

зонды

от

слишком

сильного

облучения

могут

разрушаться

Это

происходит

потому,

что

упомянутая

уже

диссипация

энергии

металличе

ском

покрытии

при

водит

его

сильному

нагреву.

Были

произведены

температур

ные

измерения

конической

головки,

напыленной

алюминием

(см.

[38)),

которые

показали,

что

наибольший

нагрев

происходит

вдали

от

головки,

верхней

ча

сти

конуса.

Температура

несколько

сотен

градусов

Цельсия

достигается

здесь

при

входной

мощности

не

более

м8т.

При

большей

мощности

алюминиевое

покрытие

повреждается,

что

приводит

резкому

увеличению

прохождения

света

через

структуру.

Обычно

повреждение

происходит

либо

просто

путем

плавления

алюминиевого

слоя,

либо

из-за

разрыва

поверхности

последующим

скатываниеlll

обрывков

металла

под

действием

внутреннего

напряжения.

Такое

повреждение

по

казано

на

рис.

6.23,

где

головка

подвергалась

воздействию

высокоэнергетических

световых

импульсов

[20).

Было

показано,

что

при

использовании

дополнительных

адгезивных

слоев

или

многослойных

покрытий

можно

повысить

порог

разрушения

два

раза

[20).

Необходимо

подчеркнуть,

однако,

что

коэффициент

передачи

дальнего

поля

апер

турным

зондом

не

учитывает

усиленного

ближнего

поля

вблизи

отверстия.

Имея

это

виду,

необходимо

отметить,

что

передача

слабого

дальнего

поля

тем

не

менее

может

служить

определенным

целям,

таким

как

полимеризация

фоторезиста

И.1И

возбуждение

одиночных

молекул.

6.4.1.

Формирование

апертуры

бомбардировкой

ионным

пучком.

Возмож

ность

получать

узконаправленные

ионные

пучки

открыло

новые

возможности

микро

обработке

поверхностей

разрешением

нанометровом

диапазоне

[39].

Современные

приборы

на

основе

сфокусированных

ионных

пучков

(ФИП)

используют

источники

на

основе

расплавленного

металла.

Для

обеспечения

непрерывного

притока

ионов

пучок