微納光學(xué)加工及應(yīng)用

1、精選優(yōu)質(zhì)文檔-傾情為你奉上微納光學(xué)加工及應(yīng)用 孫奇一、 微納光學(xué)結(jié)構(gòu)光是一種電磁波，是由同相相互垂直的電場與磁場在空間中以波的形式移動而形成的，其傳播方向垂直于電場與磁場所構(gòu)成的平面，電磁波能有效的傳遞能量和動量1。從低頻到高頻，電磁波可以分為：無線電波、微波、紅外線、可見光、紫外光、X射線和射線等，人眼可見波長在380nm至780nm之間，如圖1所示。(a)(b)圖1. (a) 電磁波傳播方式 (b) 電磁波按頻率分段圖（圖片來自網(wǎng)絡(luò)）傳統(tǒng)光學(xué)只研究可見光與物質(zhì)的相互作用，而現(xiàn)代光學(xué)已擴展到對全波段電磁波的研究。隨著微加工技術(shù)的日臻成熟，電磁波在微納結(jié)構(gòu)中的傳播，散射和吸收等性質(zhì)開始逐漸被人

2、們研究。1987年，Yabnolovich和John首次提出了光子晶體的概念2, 3；1998年，Ebbesen等人發(fā)現(xiàn)在打了周期性亞波長納米空洞的厚金屬膜上存在著超強的光投射峰，這一發(fā)現(xiàn)激起了對金屬周期結(jié)構(gòu)中表面等離激元的研究熱潮4。從1987年至今，各領(lǐng)域?qū)鈱W(xué)微納結(jié)構(gòu)的研究一直在迅猛發(fā)展。1.1 光子晶體從固體物理的概念中可以得知，當(dāng)電子在周期性的勢場中運動時，由于電子受到周期性勢場的布拉格散射的作用形成了電子的能帶結(jié)構(gòu)，同時電子的能帶與能帶之間在一定的晶格條件下將存在帶隙。在帶隙能量范圍內(nèi)的電子其傳播是被禁止的。運動的電子實際上也是一種物質(zhì)波。無論何種波動形式，只要其受到相應(yīng)周期性的調(diào)

3、制，都將有類似于電子的能帶結(jié)構(gòu)同樣也都可能出現(xiàn)禁止相應(yīng)頻率傳播的帶隙。微納光學(xué)結(jié)構(gòu)技術(shù)是指通過在材料中引入微納光學(xué)結(jié)構(gòu)，實現(xiàn)新型光學(xué)功能器件。1987年，Yabnolovitch和 John在討論如何抑制原子的自發(fā)輻射和光子局域的問題時，把電子的能帶概念拓展到光學(xué)中，提出了光子晶體的概念。光子晶體就是規(guī)律性的三維微結(jié)構(gòu)，其周期遠小于波長，形成光子禁帶，通過引入局部缺陷，控制光的傳播與分束。同樣的，固體物理晶格中的許多概念都可以類似的運用到光子晶體中，諸如倒格矢空間、布里淵區(qū)、色散關(guān)系、Bloch函數(shù)、Van Hove奇點等物理概念。由于周期性，對光子也可以定義有效質(zhì)量。不過需要指出的是，光子晶

4、體與固體晶格有相似處，也有本質(zhì)的區(qū)別。如光子服從的是麥克斯韋方程，電子則服從薛定諤方程；光子是矢量波而電子是標量波；電子是自旋為1/2的費米子，而光子是自旋為1的波色子，等等。根據(jù)空間的周期性分布的不同，光子晶體可以分為一維、二維和三維光子晶體，如圖2所示。一維光子晶體的材料一般在一個方向上進行周期排列，例如傳統(tǒng)的多層薄膜結(jié)構(gòu)；二維光子晶體表現(xiàn)為材料在平面上進行周期性排列；三維光子晶體具有多種材料排列方式，最為經(jīng)典的則為圖所示的柴堆結(jié)構(gòu)。圖2. 一維、二維以及三維光子晶體示意圖（圖片來自網(wǎng)絡(luò)）光在光子晶體中傳播時會受到材料周期性調(diào)制而形成光子帶隙，從而禁止頻率落在帶隙內(nèi)的光在晶體中傳播，因此由

5、光子晶體做成的器件可以如愿地控制光子運動。光子晶體對光的調(diào)控作用主要體現(xiàn)在如下幾個方面。首先，光子晶體具有光子帶隙。頻率落在帶隙中的電磁波將禁止在晶體中傳播。光子帶隙有完全帶隙和不完全帶隙之分：完全光子帶隙就是全方位光子帶隙，即一定頻率范圍內(nèi)的光波無論其偏振方向或傳播方向如何都被禁止傳播，如圖3所示；不完全光子帶隙則只能在特定方向上禁止光的傳播。圖3. 三維光子晶體能帶結(jié)構(gòu)示意圖（插圖為柴堆結(jié)構(gòu)的三維光子晶體掃描電鏡照片5）其次，光子局域是光子晶體的另一個基本特征。當(dāng)向光子晶體中引入缺陷或雜質(zhì)時，光子禁帶中會出現(xiàn)缺陷態(tài)，與缺陷態(tài)頻率吻合的光子會被局限在缺陷位置。Einstein在1905年提出

6、的自發(fā)輻射對許多多物理過程和實際應(yīng)用有著重要的影響。在二十世紀八十年代以前，人們一直認為自發(fā)輻射是一個隨機的自然現(xiàn)象，是不能控制的。而今，通過引入結(jié)構(gòu)缺陷，利用光子帶隙中出現(xiàn)的態(tài)密度很高的缺陷態(tài)，就可以控制發(fā)光物質(zhì)的自發(fā)輻射6，如圖4所示為三維光子晶體缺陷態(tài)增強半導(dǎo)體GaInAsP自發(fā)輻射的實驗結(jié)果7。當(dāng)引入點缺陷時，光將被局限在某個特定位置，還可以形成高品質(zhì)的光學(xué)微腔8，如圖5為二維光子晶體中高品質(zhì)因子微腔的實驗結(jié)果9；當(dāng)引入缺陷時，形成光子晶體波導(dǎo)可以從根本上實現(xiàn)光轉(zhuǎn)彎時的高效率傳輸10，圖6為二維光子晶體波導(dǎo)的結(jié)果11；若把光子晶體沿某個方向切開，由于其平移對稱性的破壞，將會形成表面態(tài)，

7、通常也叫表面缺陷。具有表面缺陷的光子晶體就會把光局限在某個平面上，由此可以制作平面波導(dǎo)或平面諧振腔12，如圖7所示為三維光子晶體及其表面態(tài)的實驗結(jié)果13。圖4. 三維光子晶體缺陷態(tài)增強半導(dǎo)體自發(fā)射圖5. 二維光子晶體中高品質(zhì)因子微腔的設(shè)計實驗圖6. 二維光子晶體波導(dǎo)(a)直線光子晶體波導(dǎo)和波導(dǎo)彎折的投射譜(b)曲率半徑不為0的90°彎折波導(dǎo)的彎折效率(c)曲率半徑為0的90°彎折波導(dǎo)的彎折效率圖7. 三維光子晶體及其表面態(tài)(a) 三維光子晶體示意圖及表面布里淵區(qū)(b)三維光子晶體的投影能帶(c)存在表面的三維光子晶體投影能帶(d)表面態(tài)的場分布除了上述的兩種性質(zhì)外，光子晶體

8、材料還有豐富的色散特性。通過光子能帶的調(diào)控，我們可以控制電磁波在光子晶體中的色散性質(zhì)。當(dāng)光從均勻介質(zhì)如射到光子晶體或者從一種光子晶體入射到另一種光子晶體中時，我們可以通過能帶結(jié)構(gòu)設(shè)計和研究光在通過界面時的反射和折射的行為。超棱鏡、自準直和負投射等新穎的光學(xué)現(xiàn)象均來自光子晶體的特殊色散性質(zhì)，如圖8所示為光通過光子晶體時的負折射行為。圖8. 光通過光子晶體時的負折射行為（圖片來自網(wǎng)絡(luò)）1.2 金屬結(jié)構(gòu)的表面等離激元金屬微納結(jié)構(gòu)的表面等離激元是近年來的研究熱點。通過利用其新穎的光學(xué)性能至今已發(fā)展出了巨大的應(yīng)用前景，吸引了來自物理、化學(xué)、生物醫(yī)學(xué)等學(xué)科的注意。如圖9所示，當(dāng)光從自由空間傳播到金屬表面時

9、，由于金屬中自由電子的集體震蕩，在表面處能存在局域的電磁場，其場強在金屬和自由空間兩個方向都會強烈的衰減，從而使其只能在界面處進行傳播，這種在金屬表面?zhèn)鞑サ碾姶艌瞿Ｊ匠蔀楸砻娴入x激元14。而表面等離激元與光子晶體表面態(tài)中的表面波概念相似，因此也可以將之看待為一種表面波。圖9. 表面等離激元模式的電場在界面分布的示意圖和場分布沿Z空間變化的情況當(dāng)金屬表面存在周期性結(jié)構(gòu)時，我們可以類比光子晶體中的電磁波，表面等離激元（SPs）作為一種表面波，在周期性結(jié)構(gòu)的調(diào)制下也能夠形成獨特的能帶結(jié)構(gòu)。當(dāng)金屬結(jié)構(gòu)的周期與有效波長的一半可以比擬時，結(jié)構(gòu)對SPs的散射有可能形成類似駐波形式的SPs模式，從而打開了一個

10、禁帶。通過設(shè)計一個金屬的兩維周期性結(jié)構(gòu)，如圖10所示，沿各個方向傳播的SPs模式都將被這種結(jié)構(gòu)散射，從而形成一個全帶隙的SPs模式能帶15-17。通過不同的金屬周期性結(jié)構(gòu)的設(shè)計，人們就可以調(diào)節(jié)SPs模式能帶，從而可以針對這些性質(zhì)發(fā)展處新的應(yīng)用。1998年，Ebbesen等人發(fā)現(xiàn)在打了周期性亞波長納米級空洞的厚金屬膜上存在著超強的可見光透射峰18，其實驗結(jié)果如圖11(a)所示。2002年，他們又發(fā)現(xiàn)在金屬納米級孔周圍制作一些周期性的波紋后，透過亞波長小孔的光波不再是沿各個方向衍射，而是沿著一個方向定向發(fā)射19，其結(jié)果如圖11(b)所示。這兩個利用表面等離激元的奇特性質(zhì)來突破光學(xué)衍射極限的現(xiàn)象引起

11、了人們的極大興趣。圖10 (a)平金屬SPs的色散關(guān)系，其中黑色部分代表SPs模式 (b)具有周期結(jié)構(gòu)的金屬表面的掃描電鏡照片，圖中標尺為0.7m (c)具有周期結(jié)構(gòu)的金屬的SPs的色散關(guān)系，具有清晰的SPs帶隙存在圖11 (a)周期性亞波長小孔的光學(xué)超強透射 (b)“牛眼”結(jié)構(gòu)的無衍射效應(yīng)定向發(fā)射現(xiàn)象1.3 光學(xué)微納結(jié)構(gòu)的研究進展a. 超構(gòu)材料區(qū)別于結(jié)構(gòu)尺度可以和相應(yīng)電磁波長比擬的光子晶體和表面等離子激元結(jié)構(gòu)，超構(gòu)材料對應(yīng)于結(jié)構(gòu)尺度遠小于相應(yīng)電磁波長的光學(xué)微納結(jié)構(gòu)，如圖12所示20。由于基本單元遠遠小于相應(yīng)尺度的電磁波長，周期性對結(jié)構(gòu)的光學(xué)性質(zhì)沒有很大的影響。所以可以將超構(gòu)材料看成一個等效的

12、均勻介質(zhì)，具有等效的介電常數(shù)和磁導(dǎo)率。超構(gòu)材料的基本組成單元的特點除了結(jié)構(gòu)尺度遠遠小于相應(yīng)電磁波長之外，還有就是這些基本單元都對電磁波具有局域的共振特性。該基本單元將對與之結(jié)構(gòu)共振頻率匹配的電磁波強烈共振，而遠離共振頻率的電磁波不予響應(yīng)。通過頻率選擇或者結(jié)構(gòu)調(diào)控這些電磁共振，就可以調(diào)控超構(gòu)材料的等效介電常數(shù)和磁導(dǎo)率，甚至得到負的等效介電常數(shù)和磁導(dǎo)率21-22。超構(gòu)材料中最吸引人的應(yīng)用就是負折射和超透鏡現(xiàn)象。由于超構(gòu)材料具有可調(diào)的負的等效介電常數(shù)和磁導(dǎo)率，通過折射率和介電常數(shù)的關(guān)系可知，超構(gòu)材料也就有負的折射率，這意味著電磁波在穿過正常介質(zhì)和潮購材料的界面時會發(fā)生負折射，這使得平板成像成為了可能

13、。平板折射有利于收集更多的波矢，同樣由于體系的介電常數(shù)和磁導(dǎo)率均為-1，這個平板透鏡與空氣的阻抗匹配，就沒有反射光存在20-23，這樣即可得到一個突破了衍射極限且完美成像的超透鏡，如圖1所示。圖12 (a)超構(gòu)材料典型的單元開口環(huán)結(jié)構(gòu)掃描電鏡照片 (b)利用超構(gòu)材料實現(xiàn)負折射現(xiàn)象的實驗樣品結(jié)構(gòu)圖13. 超透鏡成像示意圖b. 隱身材料和變換光學(xué)超構(gòu)材料的發(fā)現(xiàn)，使得我們可以自由設(shè)計材料的有效介電常數(shù)和磁導(dǎo)率。為了實現(xiàn)利用復(fù)雜超構(gòu)材料在空間上對光進行更為自由的調(diào)控，Leohardt和Pendry等人發(fā)展了變換光學(xué)理論來設(shè)計排列具有不同有效介電常數(shù)和磁導(dǎo)率的組合超構(gòu)材料，從而實現(xiàn)自由控制電磁波傳播的目

14、的24-25。變化光學(xué)設(shè)計空間等效的介電常數(shù)和磁導(dǎo)率，在空間排布復(fù)雜超構(gòu)材料來使光線按照既定的路線傳播。因此可以通過設(shè)計使用非均勻超構(gòu)材料使光線繞過物理，讓出射路徑與在物體不存在的情況下相同，實現(xiàn)對物體的隱身效果，如圖14(a)所示。此外，通過變換光學(xué)和超構(gòu)材料，我們還可以在理論和實驗上模擬很多經(jīng)典物理學(xué)現(xiàn)象，如圖14(b)所示為模擬光學(xué)黑洞。圖14 (a)通過變換光學(xué)設(shè)計隱身衣的數(shù)值計算結(jié)果 (b)利用變換光學(xué)原理設(shè)計的光學(xué)黑洞二、 微納光學(xué)結(jié)構(gòu)的制備方法2.1 自主裝膠體小球相對于傳統(tǒng)的微加工技術(shù)，例如光刻，電子束刻蝕或者掃描針尖刻蝕等，自主裝微納米小球技術(shù)具有諸多優(yōu)點26。首先，其成本低

15、廉，方法簡單且耗時短，對于不具備微加工技術(shù)的情況，它也為快速實現(xiàn)結(jié)構(gòu)設(shè)計提供了方便。作為一種應(yīng)用廣泛的微納結(jié)構(gòu)末班，自主裝小球在微納光學(xué)結(jié)構(gòu)的制備上應(yīng)用已久。這種技術(shù)最先被應(yīng)用于制備三維光子晶體的實驗上。眾所周知，天然蛋白石作為一種自然界的光子晶體，其結(jié)構(gòu)就類似于三維密堆積的納米小球，如圖15所示。為了更深入的研究光子晶體的物理特性，使用天然蛋白石作為研究材料是不夠的。且蛋白石本身價格不菲，人們在尋求人工蛋白石結(jié)構(gòu)的過程中發(fā)展了自組裝納米小球的技術(shù)。為了得到有序的光學(xué)結(jié)構(gòu)和較好的光學(xué)效應(yīng)，自主裝所用的膠體小球的單分散性一般不得超過8%。盡管自主裝技術(shù)早已被廣泛應(yīng)用，但是其原理仍是個值得廣泛研究

16、的問題。由于幾乎所有的膠體小球都是帶電微粒，它們在自組裝過程中將受到庫侖力，重力、范德瓦爾斯力等的相互作用，使自主裝過程的定量研究更加復(fù)雜。被廣泛采用的自主裝膠體小球的方法主要有沉積法27、提拉法28、旋涂法29和微腔毛細法30-31等。這里著重介紹微腔毛細法，該方法首先由華盛頓大學(xué)的夏幼南教授課題組提出30。他們使用聚甲基丙烯酸甲酯做了一個薄膜微槽，然后將其貼合在玻璃襯底上。這樣，一個微流通道就在槽與襯底之間形成。他們接著將該通道的一頭浸沒在膠體小球溶液中，利用毛細張力將膠體小球吸入微通道，等完全風(fēng)干之后，襯底上就形成了與槽形吻合的膠體小球晶體。利用這個方法可以制備各個形狀的膠體小球晶體。此

17、后，南京大學(xué)王振林教授課題組深化了該方法的制備過程，通過結(jié)合毛細力與表面張力，并對小球的濃度和槽的厚度精確控制，實現(xiàn)了從單層到多層可調(diào)且大面積制備低維度膠體小球陣列的制備方法31。圖15 天然蛋白石照片呈現(xiàn)出光子晶體特有的多彩反射光，其顏色取決于內(nèi)部周期性結(jié)構(gòu)和折射率大小。圖中插入的是蛋白石的切面掃描電鏡照片（圖片來自網(wǎng)絡(luò)）復(fù)旦大學(xué)的劉曉晗課題組在王振林課題組的基礎(chǔ)上進一步發(fā)展了該方法，并制備出了具有可見光波長尺度周期的膠體小球陣列32-34，并通過與例如電化學(xué)沉積、PDMS轉(zhuǎn)移和納米壓印等技術(shù)相結(jié)合，發(fā)展出了更多關(guān)于光學(xué)微納結(jié)構(gòu)的制備方法與應(yīng)用35-36。如圖16所示，與電化學(xué)沉積的方法相結(jié)

18、合，通過控制電化學(xué)沉積的時間來控制金屬膜的厚度，可以制備出不同形貌的金屬反球腔結(jié)構(gòu)。隨著球腔深度變大，表面激元的模式由原來的非局域模式逐漸轉(zhuǎn)變?yōu)榫钟蚰Ｊ剑⑶倚纬闪溯^寬的吸收帶。這主要由于金屬腔模的作用，使激發(fā)的表面等離激元極化場限制在金屬球腔內(nèi)，不能以表面波的形式傳播出去，這種金屬結(jié)構(gòu)的強吸收特性將有利于提高光電過程的光電轉(zhuǎn)化效率37。圖16 不同形貌的金屬反球腔結(jié)構(gòu)的過程示意圖（上）、不同形貌的金屬反球腔結(jié)構(gòu)的電鏡照片（中）和宏觀變角度反射譜（下）其中樣品周期為600nm2.2 納米壓印納米壓印是當(dāng)今主流的一種平板印刷技術(shù)，它的發(fā)展使高產(chǎn)量制備納米結(jié)構(gòu)成為可能38-39。利用機械壓軋原理，

19、納米壓印能夠?qū)崿F(xiàn)比光子和電子衍射極限更高的分辨率。由于其還具備高效穩(wěn)定等諸多優(yōu)點，納米壓印技術(shù)在制備光學(xué)微納結(jié)構(gòu)上的應(yīng)用就更加引人矚目，如圖17所示。為了適應(yīng)粗糙襯底和易于與襯底分離的要求，PDMS（Polydimethylsiloxane）硅橡膠的優(yōu)異性能使其脫穎而出。PDMS不但具有柔軟、高滲透性且固化溫度適宜的特點，其特殊的機械韌性和化學(xué)惰性更使其能適應(yīng)不同的壓印過程和材料，從而被廣泛使用。圖17 納米壓印過程示意圖（圖片來自網(wǎng)絡(luò)）三、 實驗表征手段3.1 光譜測量系統(tǒng)對于光學(xué)微納結(jié)構(gòu)實驗表征，最主要的就是結(jié)構(gòu)光學(xué)性質(zhì)的表征，其中最常用的就是對結(jié)構(gòu)的光譜測量。對于周期性樣品，測量樣品在不

20、同角度入射情況下得到的光譜性質(zhì)，通過換算，還可以推出體系的能帶結(jié)構(gòu)或者帶隙信息。為此實驗室搭建了叫分辨光譜測量系統(tǒng)，如圖18所示。這套光譜測量系統(tǒng)的角分辨能力在0.2°或者更高，能夠方便的實現(xiàn)反射光譜測量（角入射，角反射）、衍射光譜測量（0度角入射，角衍射）、背反射光譜測量（角入射，反入射方向測量）等一系列的角分辨光譜測量方法。圖18 實驗室搭建的宏觀角分辨光譜測量系統(tǒng)示意圖同時，對于一些具有微觀結(jié)構(gòu)樣品，由于結(jié)構(gòu)的分布面積較小，比如一些以生物體為模板制備的自身體積較小的樣品，或者結(jié)構(gòu)的工作面積較小，例如需要精確定位于相同位置的傳感器樣品，則需要采用微區(qū)光譜測量系統(tǒng)，如圖19所示。圖

21、19 微區(qū)光譜與顯微角分辨光譜聯(lián)用系統(tǒng)示意圖3.2 掃描近場光學(xué)顯微鏡由于光具有傳播路徑不相干、載頻幅度寬、傳輸速度快等優(yōu)點，相對于電子計算機，光子計算機的概念一經(jīng)提出就引起了廣泛的關(guān)注。幾年來，微納光學(xué)技術(shù)的發(fā)展，使高度集成光子器件成為了可能。為了進一步在這一開創(chuàng)新工程上邁進，我們就需要很好的觀察、探測手段。而傳統(tǒng)的光學(xué)顯微鏡由于衍射極限的存在已經(jīng)不能勝任對微觀尺度樣品的觀測工作。為此，科學(xué)家和工程師們在一系列探針掃描技術(shù)的基礎(chǔ)上，開發(fā)利用光學(xué)探針的掃描近場光學(xué)顯微鏡。通過近場光學(xué)探測，我們可以直觀地看到光場能量在微納光學(xué)結(jié)構(gòu)甚至是集成器件上的分布，以及該分布隨時空或施加外場情況下的變化情況

22、。掃描近場光學(xué)顯微鏡的使用也為我們在進一步研究微納光學(xué)結(jié)構(gòu)的應(yīng)用上提供了真是直觀地實驗依據(jù)，如圖20所示為近場掃描光學(xué)顯微鏡照片。圖20 近場掃描光學(xué)顯微鏡四、 微納光學(xué)結(jié)構(gòu)的應(yīng)用舉例：提高薄膜太陽能電池的效率厚度小于100nm的超薄有機太陽能電池之所以在近年來吸引了較多關(guān)注，不僅在于它能夠進一步減少使用的材料，降低成本，而且還符合有機分子或高聚物的諸多電學(xué)局限性，例如較慢的載流子遷移率和較短的激子擴散長度等40-42，然而超薄電池也導(dǎo)致了對太陽光吸收效率的降低，從而使光生載流子的數(shù)目減少，進一步也會使電池的光電轉(zhuǎn)換效率低下43-44。為了克服光吸收不足的缺點，光學(xué)結(jié)構(gòu)設(shè)計在超薄有機太陽能電池

23、（OSCs）的制備中將占據(jù)主導(dǎo)地位。但是，應(yīng)用在薄膜硅太陽能電池上的傳統(tǒng)光學(xué)結(jié)構(gòu)總體上都要遠大于有機薄膜電池工作層的厚度45-47。由于有機薄膜不但厚度很小還必須均勻、連續(xù)的覆蓋襯底表面，以往在薄膜硅電池上的光學(xué)設(shè)計顯然不在適用。隨著波動光學(xué)和納米技術(shù)的發(fā)展，已有一些光學(xué)設(shè)計手段被用來提高OSCs的效率，但目前大多數(shù)關(guān)于光學(xué)設(shè)計的研究都集中在硅基太陽能電池而不是OSCs48-49；或只是對光學(xué)性質(zhì)做了理論模擬而沒有在實驗中考慮器件的電學(xué)性質(zhì)50。復(fù)旦大學(xué)的劉曉晗課題組設(shè)計了能有效提高電池光吸收效率，特別是材料吸收較弱的區(qū)域（500nm波段）和紅外/近紅外波段（700nm）的光柵結(jié)構(gòu)，如圖21所

24、示。經(jīng)過優(yōu)化后的厚度為65nm的基于PFSDCNIO:PCBM的OSCs的電學(xué)效率同時也增強了。通過引入合適的光柵結(jié)構(gòu)，電池的短路電流增加了23.3%，填充因子FF增加了12.1%， 光電轉(zhuǎn)換效率PCE增加了33.3%。圖22所示的是金屬光柵結(jié)構(gòu)和PEDOT:PSS光柵復(fù)制結(jié)構(gòu)的掃描電鏡照片。從圖中可以得知金屬光柵的線寬約160nm，周期320nm，高度為40nm，光柵模板的材料和結(jié)構(gòu)參數(shù)可以在光刻過程中自由調(diào)整。圖21 制備PEDOT:PSS光柵結(jié)構(gòu)的過程示意圖圖22 (a)金屬光柵結(jié)構(gòu)的掃描電鏡照片 (b)PEDOT:PSS光柵復(fù)制結(jié)構(gòu)的掃描電鏡照片五、 研究中存在的問題光學(xué)微納結(jié)構(gòu)的研究

25、至今已經(jīng)進行了20多年，經(jīng)過各個領(lǐng)域科學(xué)家的不懈努力，很多問題已經(jīng)被攻克，期間也開發(fā)出了很多制備方法和應(yīng)用手段。然而至今為止，光學(xué)微納結(jié)構(gòu)的制備不但成本高昂而且耗時很長。至于對可見光波段甚至更短波長響應(yīng)的光學(xué)結(jié)構(gòu)，微加工手段就更為有限和昂貴。上述原因必然阻礙光學(xué)微納結(jié)構(gòu)的優(yōu)異性在工業(yè)上的大規(guī)模應(yīng)用。其次，目前幾乎所有的光學(xué)微納結(jié)構(gòu)尺寸或結(jié)構(gòu)參數(shù)，在制備過程中一經(jīng)設(shè)定就無法改變，因此具有固定的光學(xué)微腔效應(yīng)。而在實際的生產(chǎn)應(yīng)用中，人們希望能夠得到自由且實時調(diào)節(jié)的器件以實現(xiàn)更多功能。如何獲得光學(xué)微納器件結(jié)構(gòu)更大的調(diào)節(jié)自由度仍是一個值得研究的問題。此外光學(xué)微納結(jié)構(gòu)所具有的性質(zhì)不應(yīng)該局限在控制光的運輸過

26、程中，如何將其優(yōu)點有效的運用在和民生相關(guān)的產(chǎn)業(yè)上，例如半導(dǎo)體照明，太陽能發(fā)電等產(chǎn)業(yè)，還需進一步研究。參考文獻1 J. D. Jackson, Classical Electrodynamic M. U. S. A.: John Wiley & Sons, Inc., 19992 E. Yablonovitch, Inhibited spontaneous emission in solid-state physics and electronics J. Phys. Rev. Lett. 1987, 58:2059 3 S. John, Strong localization of p

27、hotons in certain disordered dielectric superlattices J. Phys. Rev. Lett. 1987, 58: 20594 T. W. Ebbesen, H. J. Lezec, Extraordinary optical transmission through sub-wavelength hole arrays J. Nature, 1998, 391:6675 J. D. Joannopoulos, R. D. Maede and J. N. Winn, Photonic Crystals: Molding the Flow of

28、 Light M. NJ: Princeton Univ. Press,19956 S. Noda, M. Fujita, T. Asano, Spontaneous-emission control by photonic crystals and nanocavities J. Nature Photonics, 2007, 1:4497 S. Ogawa, M. Imada, S.Yoshimoto, M. Okano, S.Noda, Control of light emission by 3D photonic crystals J. Science, 2004, 305:2278

29、 J. S. Foresi, P. R. Villeneuve, J. Ferrera, et al. Photonic bandgap microcavities in optical waveguides J. Nature, 1997,390: 1439 Y. Akahane, T. Asano, B. S. Song, S. Noda, High-Q photonic nanocavity in a two-dimensional photonic crystal J. Nature, 2003,425:94410 S. A. Rinne, F. Garcia-Santamaria,

30、P. V. Braun, Embedded cavities and waveguides in three-dimensional silicon photonics J. Nature photonics, 2008,2:5211 S. Y. Lin, C. Edumund, V. Hietala, P. R. Villeneuv, J. D. Joannopoulos, Experimental Demonstration of Guiding and Bending of Electromagnetic Waves in a Photonic Crystal J. Science, 1

31、998, 282:27412 E. Yablonovitch, Photonic crystal: semiconductors of light M. Publisher: Scientific American, 2001, 285(6):4713 Kenji Ishizaki and Susumu Noda, Manipulation of photons at the surface of three-dimensional photonic crystals J. Nature, 2009, 460: 36714 W. L. Barnes, A. Dereux, T. W. Ebbe

32、sen, Surface plasmon subwavelength optics J. Nature, 2003, 424:82415 S. C. Kitson, W. L. Barbnes, J. R. Sambles, A full photonic band gap for surface modes in the visible J. Phys. Rev. Lett. 1996, 77: 2670 16 W. L. Barnes, T. W. Preist, S. C. Kitson, J.R.Sambles, Physical origin of photonic energy g

33、aps in the propagation of surface plasmons on gratings. J Phys. Rev. B 1996,54:6227 17 W. L. Barnes, S. C. Kitson, T. W. Preist, J. R. Sambles, Photonic surface for surface plasmon polaritons J. J. Opt. Am. A 1997,14:165418 T. W. Ebbesen, H.J.Lezec, H. F. Ghaemi, T. Thio, P. A.Wolff, Extraordinary o

34、ptical transmission through sub-wavelength hole arrays J. Nature, 1998,391:66719 H. J. Lezec, A. Degiron, E. Devaux, R. A. Linke, L. Martin-Moreno, F. J. Garcia-Vidal, T. W. Ebbesen, Beaming light from a subwavelength aperture J. Science, 2002,297:82020 V. M. Shalaev, Optical negative index meta-mat

35、erials J. Nature photonics, 2007, 1: 4121 R. A. Shelby, D.R. Smith, S. Schultz, Experimental Verification of a Negative Index of Refraction J. Science, 2001, 292: 77 22 C. M. Soukoulis, M. Kafesaki, E. N. Economou, Negative Index Materials: New Frotiers in Optics J. Adv. Mater. 2006, 18: 194123 W. J

36、. Padillaa, D. N. Basovb, D. R. Smith, Negative refractive index metamaterials J. Materials today, 2006, 9: 2824 U. Leonhardt, Optical conformal mapping J. Science, 2006, 312: 1777 25 J. B. Pendry, D. Schuring, D. R. Smith, Controlling electromagnetic fields J. Science, 2006, 312: 178026 F. Meseguet

37、, Colloidal crystal as photonic crystals J. Colloids Surf. 2005, 1: 27027 W. L. Vos, R.Sprik, A. van Blaaderen, A. Imhof, A. Lagendijk, Strong effects of photonic band structures on the diffraction of colloidal crystals J. Phys. Rev. B, 1996, 53:1623128 Z. Z. Gu, A. Fujishima, O. Sato, Fabrication o

38、f high-quality opal films with controllable thickness J. Chem. Mater, 2002,14:76029 P. Jiang, M. J. McFarland, Large-scale fabrication of wafer-size colloidal crystals, macroporous polymers and nanocomposites by spin-coating30 B. Gates, Y. N. Xia, Fabrication and characterization of chirped 3D photo

39、nic crystals J. Adv. Mater, 2000, 12:1329 31 P. Zhan, Z. L. Wang, H. Dong, J. Wu, The anomalous infrared transmission of gold films on two-dimensional colloidal crystals J. Adv. Mater, 2006,18:161232 L. Shi, X. H. Liu, H. W. Yin, J. Zi, Optical response of a flat metallic surface coated with a monol

40、ayer array of latex spheres J. Phys. Lett. A, 2010,374:1059 33 X. D. Yu, L. Shi, D. Z. Han, High quality factor matallodielectric hybrid plasmonic-photonic crystals J. Adv. Funct. Mater., 2010,20:191034 L. Shi, H. W. Yin, X. L. Liu, Direct observation of iso-frequency contour of surface modes in def

41、ective photonic crystals in real space J. Appl. Phys. Lett., 2010, 97:35 X. L. Zhu, L. Shi. X. H. Liu, A mechanically tunable plasmonic structure compaosed of a monolayer array of metal-capped colloidal spheres on an elastomeric substrate J. Nano Res., 2010, 3: 80736 C. Zhang, X. Zhu, L. Zhou, Morph

42、ology tunable pinning force and evaporation modes of water droplets on PDMS spherical cap micron-arrays J. Chem. Phys. Lett., 201137 S. Coyle, M. C. Netti, J. J. Baumberg, Confined plasmons in metallic nanocavitities J. Phycs. Rev. Lett., 2011,87:38 S. Y. Chou, P.R. Krauss, P. J. Renstrom, Imprint o

43、f sub-25nm vias and trenches in polymers J. Appl. Phys. Lett., 1995, 67:3114 39 S. Y. Chou, P.R. Krauss, P. J. Renstrom, Imprint lithography with 25-nanometer resolution J. Science, 1996, 272:8540 S. Lacica, O. Inganas, Modeling Electrical transport in blend heterojunction organic solar cells J. Journal of Applied Physics, 2005, 97: 41 P. E. Shaw, A. Ruseckas, I. D. W. Samuel, Exciton diffusion measurements in poly(3-hexylthiophene