Содержание к диссертации
Введение
1. Структурирование поверхностности под действием лазерного излучения (обзор литературы) 17
1.1 Экспериментальные исследования формирования периодических структур 18
1.2 Условия возникновения поверхностных электромагнитных волн 23
1.3 Поляритонный механизм микроструктурирования поверхности 26
1.4 Экспериментальные исследования фемтосекундного формирования периодических структур 30
1.4.1 Формирования периодических структур при воздействии ультракоротких лазерных импульсов на металлы 30
1.4.2 Формирования периодических структур при воздействии ультракоротких лазерных импульсов на полупроводники 32
1.4.3 Формирования периодических структур при воздействии ультракоротких лазерных импульсов на диэлектрики '...45
1.5 Постановка задачи 48
2. Физико-математические модели процесса ультракороткого фотовозбуждения полупроводника с учетом влияния поверхностных электрофизических явлений 51
2.1. Концентрация неравновесных носителей по модели Друде 51
2.2. Фемтосекундная динамика концентрации неравновесных электронов в металлах 53
2.3. Модель двухфотонного процесса фотофозбуждения полупроводника с учетом внешней эмиссии 56
2.4. Фемтосекундная динамика оптических свойств, полупроводника с учетом эмиссионных явлений различного типа 65
2.5 Алгоритм численного моделирования процессов фотовозбуждения полупроводника 68
2.6 Результаты численного моделирования фемтосекундного фотовозбуждения кремния 70
2.7 Выводы 74
3. Исследование динамики оптических свойств диэлектрика при действии ультракоротких лазерных импульсов 77
3.1 Механизмы изменения оптических свойств поверхности, стимулируемые ультракороткими лазерными импульсами 77
3.2 Многофотонное поглощение 79
3.3 Анализ воздействия ультракоротких лазерных импульсов на диэлектрики 81
3.4 Выводы 85
4. Экспериментальное моделирование условий возбуждения поверхностных плазмон-поляритонов и волноводных мод 86
4.1 Проблемы возбуждения поверхностных электромагнитных волн 86
4.2 Функциональная схема экспериментальной установки поверхностного плазмонного резонанса по методу Кречмана 89
4.2.1 Синхронный детектор. Принцип работы
4.2.2 Проверка работоспособности установки 91
4.2.3 Расчет по формулам Френеля 94
4.3 Экспериментальные результаты, их обсуждение 97
4.4 Выводы 100
5. Практическое применение 101
5.1 Реальные разработки 101
5.2 Перспективные идеи 106
5.3 Ультракороткие импульсы в плазмонике 111
Заключение 115
Список использованной литературы 118
- Формирования периодических структур при воздействии ультракоротких лазерных импульсов на металлы
- Модель двухфотонного процесса фотофозбуждения полупроводника с учетом внешней эмиссии
- Анализ воздействия ультракоротких лазерных импульсов на диэлектрики
- Функциональная схема экспериментальной установки поверхностного плазмонного резонанса по методу Кречмана
Формирования периодических структур при воздействии ультракоротких лазерных импульсов на металлы
На рис. 1.18 (а) и (б) показана морфология поверхности после облучения 500 импульсами при двукратном превышении пороговой плотности мощности. Рябь образуется местами, ее период растет.
На рис. 1.19 видно, что даже при трехкратном превышении пороговой плотности мощности 10 импульсов не достаточно для формирования ряби. На рис. 1.20 показано, что с увеличением плотности мощности рябь все более отчетливо распадается на «пузыри», и в итоге при 500 импульсах поверхность покрывается хорошо упорядоченной, зернистой структурой с диаметром зерна порядка 5 мкм.
Важно отметить несколько особенностей полученных результатов. Независимо от количества импульсов (10, 100 или 500) наблюдается следующая тенденция: при изменении плотности мощности от пороговой, до двукратного превышения пороговой плотности мощности яркость пятна (отражающая способность поверхности) растет, но при дальнейшем увеличении плотности мощности до трехкратного превышения пороговой яркость падает. Так же, поначалу не образуется никаких колец вокруг кратера. Далее, после облучения 100 импульсами, когда кольцо сформированно, с ростом числа импульсов от 100 до 500 падает толщина внешнего, светлого кольца (при пороговой плотности мощности). Так же, при 500 импульсах для пороговой плотности мощности и 100 импульсах при двукратном превышении пороговой плотности. Дальнейшее увеличение либо плотности мощности, либо числа импульсов, особо не изменяет толщину аморфизированного кольца.
Самое важное из полученных результатов - это образование ряби на поверхности, которая с ростом плотности мощности и числа импульсов переходит в упорядоченную зернистую структуру (рис. 1.21). Образование зерен указывает на то, что сверхбыстрые изменения происходят внутри электронной подсистемы, в то время как решетка остается холодной. Для объяснения этих результатов авторы предполагают, что здесь может иметь место гипотеза концентрации бозонов, предложенная Ван Вечтеном [67]. Данная гипотеза предполагает высокую концентрацию свободных электронов (-10 см" ) в несвязанном, состоянии, для которых энергия плазмона становиться больше, чем ширина запрещенной зоны материала. Эксперименты подтверждают [68, 69], что при взаимодействии лазерных импульсов фемтосекундной длительности высокой энергии с веществом достигаются подобные концентрации свободных электронов. Решетка при этом остается холодной. Согласно теории конденсации бозонов, для таких концентраций поляризационные волны плазмонных мод начинают когерентно создавать и разрушать электронно-дырочные пары таким образом, что они становятся связанными носителями. Эти связанные носители ведут себя как бозоны. Их распределение и создает такую температурную решетку, что на поверхности образуется не волнообразная зыбь, а зернистая структура.
В работе, проведенной исследователями лазерного центра в Ганновере [70] и Гарвардского университета [71] хорошо виден процесс образования микроколон.
При большом числе импульсов (N=100) образуются микроколоны- и микроконусы. Первоначально поверхностные неоднородности образуются в результате локального парообразования (выброс пузырей из расплавленного слоя) и/или в результате формирования ряби и последующего осаждения материала.
При сравнительно низкой плотности энергии лазерного излучения 1,0 J/cm2 (что в 5-6 раз выше порога абляции) наблюдается кратер, дно которого покрыто мелкозернистыми, достаточно однородными структурами. По краю кратера присутствуют волновые структуры «рябь» размерами приблизительно в длину волны (Рис. 1.22 «а»). С ростом плотности энергии лазерного излучения небольшие конические структуры появляются на дне кратера, формируя начальные стадии микроколон (Рис. 1.22 «б», «в»).
Модель двухфотонного процесса фотофозбуждения полупроводника с учетом внешней эмиссии
Модель двухфотонногої поглощения с поглощением на свободных-носителях, с учетом внешней эмиссии электронов, рассчитанная для куполообразной формы импульса, позволила количественно оценить пространственно-временное распределение концентрации неравновесных электронов, образовавшихся в течение действия фемтосекундного импульса на кремний на длине волны 1,25 мкм. Используя формулу Друде, можно проследить за. изменением диэлектрической проницаемости в приповерхностной области полупроводника. Оказалось, что вблизи поверхности формируется динамическая оптически? слоистая структура;, в которой непосредственно на поверхности величина диэлектрической проницаемости может оставаться положительной;,, а ниже образуется металлизированный слой (см. рис; 2.7). При этом степень .металлизацию может оказаться недостаточной для изменения Знакадиэлектрическойщроницаемости;.
Формирование динамической оптически слоистой! структуры в которой показатель преломленшг волноводного; слоя (п2) превышал, бы показатели преломления; граничащих слоев (пь Пз): (п2 щ, п2 п3) создает необходимое условие для возбуждения волноводной моды Hat поверхности полупроводника во время действия фемтосекундного-импульса; „
Достаточным условием дляраспространения волноводной моды является наличие на каждой данной частоте определенной минимальной толщины волноводного слоя. Если лазерное излучение воздействует на среду с показателем преломления Пз и вблизи поверхности формируется слой толщиной h с показателем преломления п2 таким, что п2 п3 Пі, то:
Предполагая, что толщина волноводного слоя соответствует глубине залегания максимума концентрации электронов, можно согласно численной модели оценить глубину залегания максимума. Для типичных значений что соответствует минимальной толщине диэлектрического слоя, необходимой для распространения волноводной моды.
В рассматриваемой» модели учет эмиссионных явлений осуществляется посредством введения коэффициента? эмиссии; без определения конкретного механизма эмиссии; В то же время анализ динамики1 глубины залегания; максимума концентрации электронов в зависимости от времени межэлектронных столкновений (см. рис. 2.6 «в»), выполненный с позиций соответствия значения глубины залегания максимума значению толщины определяющие эмиссию при ультракоротких воздействиях.
Если время электронных столкновений много меньше длительности импульса ( %е 10 15 с);, то слоистая структура не образуется. Если время электронных столкновений соизмеримо с длительностью импульса тее -10" - 10" с, то в распределении электронов появляется максимум. При-этом его. величина и глубина залегания увеличиваются с ростом 1ее . Условия, необходимые для возникновения и распространения волноводной: моды; реализуются- при тее 5; Ш14 с. В виду того что время! электронных столкновений обратно пропорционально температуре электронного газа ( тее (1/7 )) и при увеличении, его значения снижается, вклад» термоэмиссии неравновесных электронов, можно предположить,. что в режиме, образования динамической структуры диэлектрических слоев; в приповерхностной области кремния наряду с термоэмиссиией определенную роль должна играть и многофотонная фотоэмиссия; Для? более точного анализа необходимы дальнейшие исследования с детализацией в численной модели механизма внешней эмиссии электронов.
Вопрос о- механизме изменения оптических свойств полупроводника при фемтосекундных воздействиях является- определяющим при постановке данной модели. Ввиду того, что в течение действия импульса физические процессы развиваются в основном в электронной подсистеме, главенствующая роль, как и в рассмотренных выше моделях, отводится неравновесному возбуждению электронов. Рассчитывается пространственно-временное распределение концентрации неравновесных электронов N(z, t), позволяющее оценить на основе дисперсионной теории оптических свойств плазменную частоту электронного газа (сор) и проследить динамику диэлектрической проницаемости
(є) в приповерхностной области материала. Температура электронного газа (Те) оценивается из уравнений теплопроводности для двухтемпературной модели и учитывается в процессах поверхностной термоэмиссии (Ft). Теплоемкость электронного газа является функцией концентрации неравновесных электронов и температуры электронного газа.
В моделе также рассматривается влияние двухфотонной внешней фотоэмиссии (Fph) в процессе фотовозбуждения полупропроводника. При фотоионизации атома используется представление о переходах электронов по виртуальным состояниям, время жизни (TV) в которых определяется из соотношения неопределенности энергия - время [95].
Распределение интенсивности лазерного излучения внутри твердого тела определяется дифференциальным законом Бугера-Ламберта. Интегральная оптическая характеристика - поглощательная способность материала (А) - в рассматриваемой модельной задаче является величиной постоянной.
Анализ воздействия ультракоротких лазерных импульсов на диэлектрики
Из условий стационарного опыта следует, что толщина металлической пленки также сказывается на резонансной кривой, однако, как показывает расчет по формулам Френеля для геометрии Кречманна, значительно большее влияние оказывает толщина диэлектрического покрытия SiC 2. Если она мала, то возбуждается поверхностный плазмон-поляритон (р-поляризация) подобный образцу Ag-K8. Если толщина диэлектрического покрытия превосходит 70 нм, то ТШП не возбуждается, а возбуждается волноводная мода (s-поляризация).
Численное моделирование с учетом совместной фото- термоэмиссии указывает на формирование на поверхности слоя толщиной 60 нм, в котором показатель преломления выше с одной стороны показателя преломления воздуха, а с другой стороны показателя преломления металлизированного слоя, толщина которого больше 40 нм. Создаются условия для возбуждения волноводной моды, что, в свою очередь, соответствует образованию периодического рельефа, параллельного вектору поляризации для фемтосекундного облучения кремния
Проведенные эксперименты показали, что в слоистых структурах типа диэлектрик-металл-диэлектрик происходит возбуждение волноводной моды. Эффективность преобразования зависит от параметров лазерного излучения, а так же от толщины металлического слоя на образце. Экспериментально подтверждено, что в решаемой модельной задаче для фемтосекундных лазерных импульсов возможно возбуждение волноводных мод, т.к. при моделировании распределения диэлектрической проницаемости в многослойных структурах происходит преобразование падающего излучения в волноводную моду.
Практический интерес к ПЭВ и другим поверхностным электромагнитным возбуждениям обусловлен новыми возможностями, открываемыми» их использованием в оптической спектроскопии, нелинейной оптике, технологии, а в последнее время и в микроскопии сверхвысокого разрешения. Спектр их возможного применения необычайно широк - от исследования поверхности, из-за чувствительности ПЭВ к различным неоднородностям, до разнообразных применений в технологии.
В амплитудной ПЭВ-микроскопии, предложенной в 1987 г., неоднородности поверхности обнаруживают по вариациям интенсивности отраженного излучения, обусловленным различной эффективностью возбуждения ПЭВ на чистых и загрязненных участках образца [104].
В фазовой ПЭВ-микроскопии, предложенной в 1991 г., о неоднородностях поверхности образца судят по изменениям фазы излучения в отраженном пучке [105]. Неоднородности поверхности в. фазовой ПЭВ-микроскопии воспроизводятся в виде искривлений полос интерференционной картины, наблюдаемой через обычный оптический микроскоп на экране в области пересечения предметного и опорного пучков (рис. 5.1). Идея фазовой ПЭВ-микроскопии была использована при создании особо чувствительных оптических датчиков внешних воздействий [106].
ПЭВ применяются и в голографической интерферометрии. В 1969 г., вскоре после первых экспериментов по возбуждению и детектированию ПЭВ американский физик Брингдаль [107] предложил ряд схем для голографической записи изображения при возбуждении ПЭВ опорным, либо предметным пучком света.
Эти схемы позволяют получать трехмерные интерферограммы в слое фоторезиста, нанесенного на прозрачную металлическую пленку, осажденную на плоскую стеклянную пластинку. При записи голограммы пластинка своей свободной поверхностью приводится посредством иммерсионной жидкости в оптический контакт с призмой НПВО, через которую в пленке одним из пучков света возбуждают ПЭВ. Согласно [107], использование ПЭВ для записи» или восстановления голограмм имеет следующие положительные моменты: 1 ,-можно получать очень тонкие плоские голограммы, толщина которых определяется глубиной проникновения ПЭВ в фоторезист ( 1цт); 2 -вследствие резонансного характера возбуждения ПЭВ (по углу падения 9 и частоте со излучения) восстановление изображения можно производить белым светом (необходимые 0 и со будут выбраны автоматически); 3 - восстанавливать изображение можно и монохроматическим светом с любой со, выбрав для этого угол 0, обеспечивающий возбуждение ПЭВ в пленке под слоем фоторезиста [108]. 102
Физика - это не единственная область применения ПЭВ. Оптические биосенсоры являются открытыми системами, позволяющими исследователю изучать взаимодействие макромолекул. Основной отличительной особенностью их функционирования является возможность проводить наблюдения в реальном режиме времени (realime), что позволяет не только регистрировать взаимодействие молекул, но и оценивать кинетические характеристики этого процесса. Важно, что реагирующие биомолекулы находятся в нативном состоянии, так как процедура регистрации не требует мечения зонда (лиганда), а также их специальной очистки. Чтобы понять, благодаря чему это стало возможно, необходимо предварительно рассмотреть принципы работы оптических биосенсоров.
Действие оптических биосенсоров основано на феномене "затухающих полей", что позволяет определять изменения коэффициента преломления вследствие событий, происходящих на поверхности сенсора, в пределах нескольких сот нанометров: Такие сдвиги являются результатом взаимодействия молекулы с иммобилизованным на поверхности рецептором (или последующей диссоциации образовавшегося комплекса), и оценка этих1 эффектов в реальном режиме времени позволяет определять константы связывания. В мире доступно лишь ограниченное количество таких коммерческих приборов: ВІАсоге (Уписала, Швеция), Affinity Sensors (Кембридж, Англия), Artificial Sensing Instruments,(ASI) (Цюрих, Швейцария). Приборы отличаются методом генерации затухающих полей. Компания ВІАсоге использует поверхностный плазмонный резонанс (ППР). Лазерный пучок света, проходящий через призму, падает на поверхность, покрытую золотом (рис. 5.2).
Функциональная схема экспериментальной установки поверхностного плазмонного резонанса по методу Кречмана
Сегодня весь земной шар опутан оптическими волокнами, по которым передаются колоссальные потоки информации, закодированной в световых сигналах. Устройства, манипулирующие видимым светом и другими электромагнитными волнами, могли бы прийти на смену электронным цепям в микропроцессорах и других микросхемах. К сожалению, дифракция накладывает серьезные ограничения на размеры и характеристики фотонных приборов: ширина оптического волокна, из-за интерференции световых волн,
должна быть не меньше половины их длины. Для передачи оптических сигналов внутри микросхем, скорее всего, будет использоваться инфракрасный свет с длиной волны около 1 500 нм. Минимальная ширина световода в этом случае будет слишком велика: транзисторы современных чипов состоят из элементов размером не более 100 нм. За последнее десятилетие исследователи пришли к выводу, что творческий подход к созданию границы между металлом и диэлектриком позволяет получать поверхностные плазмоны с той же частотой, что и внешние электромагнитные волны, но с намного меньшей длиной волны. Таким образом, плазмоны могут распространяться по наноскопическим межсоединениям, перенося информацию между частями микропроцессора. Плазмонные цепи обладают колоссальной пропускной способностью, и поэтому их можно использовать для передачи огромных объемов информации внутри сверхбыстрых микросхем. Такие межсоединения стали бы настоящим подарком для разработчиков микросхем, которые давно научились уменьшать размеры и повышать быстродействие транзисторов, но до сих пор не изобрели электронные цепи, быстро передающие информацию внутри чипа. Исследования поверхностных плазмонов начались в 1980х гг., когда химики стали изучать это явление с помощью рамановской спектроскопии, при которой для определения структуры образца по молекулярным колебаниям наблюдают рассеяние на нем лазерного света. В 1989 г. Томас Эббезен (Thomas Ebbesen) из научно-исследовательского института японской фирмы NEC обнаружил, что тонкая золотая пленка с миллионами микроскопических отверстий по непонятным причинам пропускает больше света, чем следовало ожидать [6]. Девять лет спустя Эббезен пришел к выводу, что передачу электромагнитной энергии усиливали поверхностные плазмоны. Новое развитие плазмоника получила после открытия так называемых метаматериалов, которым колебания электронов придают поразительные оптические свойства. Прогрессу плазмоники также способствовали постоянное увеличение вычислительных мощностей, позволяющее ученым точно моделировать сложные электромагнитные поля, и появление новых методов создания наноскопических структур, в том числе сверхмалых плазмонных устройств. Плазмоны всегда перемещаются по границе между металлом и диэлектриком. Свет, сфокусированный на прямой канавке в металле, создает плазмоны, которые распространяются в тонком слое его поверхности (вдоль границы между металлом и воздухом). В плоском волноводе плазмон может пройти несколько сантиметров — вполне достаточно для передачи сигналов из одной части микросхемы в другую. Однако довольно большая волна будет создавать помехи другим сигналам в наноскопических внутренностях чипа. Чтобы сократить размеры плазмонного проводника, нужно окружить диэлектрик металлом (рис. 5.3). В таком щелевом волноводе длина световой волны сокращается более чем в десять раз. Ученые уже изготовили щелевые волноводы шириной всего 50 нм, что сопоставимо с размерами электронных элементов современных микросхем. По такой плазмонной цепи можно передавать намного больше данных, чем по электрической, но сигнал в ней затухает на расстоянии 100 мкм. С помощью щелевых волноводов можно значительно повысить быстродействие микросхем. На рис. 5.4 слева относительно большие диэлектрические волноводы подводят оптические сигналы к плазмонным переключателям (плазмонсторам), соединенным с обычными электронными транзисторами. Плазмонсторы состоят из щелевых волноводов шириной 100 нм, сужающихся до 20 нм в точках пересечения.
Чтобы создать плазмоны, распространяющиеся по нанопроводникам, исследователи рассмотрели волноводы более сложной формы, в которых волна втискивается в узкое пространство, за счет чего ее длина уменьшается. В конце 1990х гг. команда Иоахима Кренна (Joachim Krenn) из Грацкого университета в Австрии начали работу по созданию таких волноводов для поверхностных плазмонов с уменьшенной длиной волны. Была создана структура, состоящая из линейных цепей золотых точек диаметром менее 100 нм. Луч видимого света с длиной волны 570 нм вызывал в точках резонансные колебания и создавал поверхностные плазмоны, которые перемещались вдоль цепей, ограниченные плоской дорожкой высотой 75 нм. Однако потери на поглощение в них оказались довольно высокими: сигнал затухал после прохождения от нескольких сотен до нескольких тысяч нанометров, поэтому такие волноводы подходят только для очень коротких межсоединений.
К счастью, потери можно снизить, вывернув плазмонный волновод наизнанку и окружив диэлектрик металлом (рис. 5.3). В получившемся плазмонном щелевом волноводе длина волны плазмонов зависит от толщины диэлектрика. Плазмонные щелевые волноводы могут передавать сигналы на десятки микрон. Хидеки Миядзаки (Hideki Miyazaki) из. японского Национального института материаловедения получил поразительный результат, втиснув красный свет (с длиной волны в свободном пространстве 651 нм) в плазмонный щелевой волновод толщиной 3 нм и шириной 55 нм. Длина волны поверхностного плазмона, распространяющегося в таком устройстве, составила всего 51 нм, т.е. примерно 8% от длины волны в свободном пространстве.
Таким обіразом; возбуждая материалы видимым светом, можно получать сигналы в мягком рентгеновском диапазоне с длинами волн между 10 нм и 100 нм. Длину волны можно уменьшить более- чем в 10 раз относительно ее величины в вакууме, и при этом частота сигнала остается неизменной. (Произведение длины волны на ее частоту остается равным скорости света в среде, поскольку электромагнитные волны, распространяющиеся вдоль границы металл — диэлектрик, замедляются.) Поразительная способность сокращать длину волны открывает дорогу к созданию наноскопических плазмонных структур, которые могли бы заменить чисто электронные схемы из проводников и транзисторов.
