【文章內容簡介】 和 （6）圖3 　(a) TM偏振電磁波入射到由半無限大介質(介電常數為ε1 ) 和金屬(介電常數為ε2 ) 構成的界面時入射、透射和反射電磁波示意圖。 (b) 實線為金屬銀和空氣界面上的SPP 色散曲線。虛線是光錐線。點線代表SPP 共振頻率ωsp 。 (c) SPP 激發(fā)時在界面上的極化電荷分布和電場示意圖。顯然由上述表達式(6) ,可以得到: （7）同時反射波和透射波波矢y 分量可以表示為: ； （8）把表達式(8) 代入表達式(7) 中,我們就可以得到在金屬與介質平坦界面上傳播的SPP 波的色散關系: （9）式中介質介電常數ε1 是一實數,而金屬的介電常數ε2 =ε2r + iε2i 是復數,因此波矢量kx = kxr + ikxi 也是復數。一般而言,金屬介電常數實部的絕對值遠大于虛部, | ε2r | 187。ε2i ,這樣波矢量kx 的實部和虛部可以近似表示為: 和 （10）顯然,如果滿足ε2r 0 以及|ε2r| ε1 ,那么kxr 是一個實數,這表明SPP在x方向為行波解。而波矢虛部kxi (阻尼項) 代表了SPP 傳播過程中的金屬吸收所引起的衰減。由表達式(3) 可以看出, 其電場將以指數exp( kxix ) 形式衰減,能量將以exp ( 2 kxix )形式衰減。由此我們可以定義SPP的傳播長度Lx,即能量衰減為初始值1/e時SPP所傳播的距離: （11）與之相類似的, 我們可以得到波矢分量ky 的表達式: (12)注意這里ky是復數。我們可以根據ky的虛部定SPP在界面兩側材料中的穿入深度Ly ,即場強衰減為初始場強的1/e時的穿透距離: 和 （13）圖3b 所示的是金屬銀和空氣界面上的SPP 的色散關系,其中銀的介電常數采用Drude 模型來描述: ； （14）這里ωp是銀的體等離子振蕩頻率,τ是弛豫時間。圖3b 中作為例子, 1016 st1 、10t14s。由圖3b 可見,色散曲線在高頻區(qū)趨近SPP共振頻率ωsp =ωp/(1 + gε1)1/ 2 。在此共振頻率處,金屬的介電常數實部(ε2r) 與介質的介電常數(ε1) 在絕對值上相等,而符號相反。此外, 當頻率逐漸減小時, SPP 色散曲線無限接近空氣介質中的光錐線,但是相同能量的SPP波矢量仍大于光波的波矢量(ω/c) 。 SPP 的場分布在金屬和介質中均呈指數形式衰減, 因此在界面上是高度局域的。根據表達式(11)和(13) ,采用上述Drude 模型描述金屬銀的介電常數, nm激發(fā)的SPP 在銀/ 空氣界面上的傳播距離約為71μm , 在空氣介質中的穿入深度約為420 nm , 在銀中的穿入深度約為20nm ,后者遠小于入射光波長。正是SPP 的這些特性,使得其在物理學、化學、生物學、材料學等多個領域受到了高度的關注, 在增強透射效應、非線性增強、超分辨成像、亞波長波導、生物傳感器以及負折射超構材料等方面的應用成為可能。 表面等離激元的應用 生物傳感器過去的幾十年,人們一直致力于采用光學傳感器實現化學量和生物量測定的研究,發(fā)展了多種實現這類傳感器的光學手段,如橢圓偏光法、干涉測量法、熒光光譜、拉曼光譜、波導模光譜法等。SPP 共振因其對金屬表面附近折射率的變化特別敏感,從而為生物傳感器的實現開辟了一個新的途徑。1982年,Liedberg 等人首先將SPP 共振應用于氣體探測研究中。到1983 年,他們又將該技術應用于免疫球蛋白與抗體相互反應的測定。此后對SPP共振生物傳感的研究和應用進入了高峰期。根據SPP的不同激發(fā)方式,目前廣為使用的幾種SPP 共振生物傳感器中待測分析物分布在金屬表面,主要的探測方法是測量SPP 共振頻率附近的信號光強度、角度和波長、相位以及偏振等參數的變化。這幾種SPP共振生物傳感器的特點是具有較高的靈敏度和分辨率。例如,已有實驗報道棱鏡耦合結構對折射率的分辨率可高達3 10 7 RIU (折射率單位)。通過測量共振角度和共振波長偏移量的方法可達到的最高靈敏度分別為100 deg/ RIU和8 000 nm/ RIU。近來,Van Duyne 研究組提出基于金屬納米顆粒體系的LSP 共振設計生物傳感器,這類傳感器是利用LSP 共振引起的吸收峰位置隨金屬顆粒所處環(huán)境(一般為溶液) 折射率的變化而發(fā)生偏移這一特性。例如當介質背景從氮氣變化到苯時,金屬銀單個納米顆粒(直徑約為35 nm) LSP共振吸收峰會紅移大約100 nm ,如圖4所示。與基于棱鏡耦合、光柵耦合和波導模耦合結構的SPR 傳感器相比,采用納米金屬結構作為探測基底具有測量模式簡單、體積小等優(yōu)點,但是對環(huán)境變化的敏感度較低。例如球狀顆粒的靈敏度一般在160 nm/ RIU ,三角形顆粒約為200 nm/ RIU ,棒狀顆粒則為235nm/ RIU。最近的實驗研究表明,通過采用空心結構可以使得金屬納米顆粒的敏感度有所提高。 nm/ RIU nm/ RIU 。目前這方面的實驗研究雖有報道,但是采用了空心結構之后,殼層內部的介質到底如何影響敏感度, 相應理論上的圖像尚不清楚。Halas 等發(fā)現一個有趣的現象,即一旦將金屬膠體顆粒沉積到介質襯底上,其敏感度會比顆粒分布在溶液中時測量的敏感度下降大約25 %。這種敏感度下降的原因是對于位于襯底上的金屬顆粒而言,LSP 共振引起的增強電場有一部分處于襯底之中,而這一部分受外界環(huán)境改變的影響較小,所以導致探測的敏感度下降?；谶@一點,Dmitriev 等采用新的實驗技術手段,使得在襯底上所形成的金屬顆粒被介質柱所支撐,通過這種方式降低襯底的負面效應,使得敏感度有所提高。圖4 左圖為納米單顆粒在不同介質背景（從左到右分別為：氮氣、甲醇、正丙醇、氯仿、苯）中的Rayleigh散射譜；右圖為銀納米顆粒的暗場光學顯微圖像。目前,依靠LSP 和SPP 的傳感效應作為定性或定量生物分子測量的有力工具,而被廣泛應用到包括醫(yī)學、環(huán)境監(jiān)測、生物技術、藥物和食品監(jiān)控等領域。目前的興趣主要集中在以下幾方面: 1) 提高分子的探測極限。通過改進器件設計和發(fā)展更完備的數據處理方法,提高傳感器的分辨率和實現單分子的探測；2) 將LSP、SPP 性質與分子識別技術相結合,如表面拉曼增強光譜和激光解析電離質譜；3) 發(fā)展基于LSP 和SPP 的新型傳感器件。 盡管距離在實驗上首次制備出具有負折射率的人工材料還不到十年,關于負折射率材料的研究已然成為科學界最熱門的話題之一。負折射率材料之所以受到如此廣泛的關注,除了其所具備的自然界一般材料所沒有的特異性質,包括負折射效應、反常多普勒效應,更在于利用負折射率材料可以對物體進行隱身,實現突破衍射極限的亞波長分辨率成像等等。這對于物理學、工程學、光學和材料學等領域的研究有可能產生重大的影響,曾兩度被《Science》雜志評為年度十大科技進展之一。 通過人工微結構手段實現負有效磁導率最初是根據Pendry 提出的金屬開口共振環(huán)( Split2Ring Resonator , SRR)。當入射電磁波的磁場分量垂直于開口環(huán)面時,環(huán)的兩個臂上就會被共振激發(fā)產生流向相反的電流,一對反向電流元對外磁場的變化會產生磁響應,并在一定條件下形成抗磁性(即產生負磁導率)。目前,負折射超構材料的發(fā)展提出了一個迫切需要解決的問題———即如何在更高頻段內實現材料的負有效磁導率而又不帶來嚴重的損耗。在2005年,國際上有三個研究組獨立地提出了一種解決這一問題的可能方案,即利用成對的金屬納米棒作為磁共振超構材料的組成單元,在這種金屬納米棒對結構中,當光的偏振方向與納米棒的軸向平行時,會在納米棒之間激發(fā)產生局域等離激元共振,產生電流振蕩。若納米棒對中的電流形成反向環(huán)形電流振蕩,則會在納米棒之間的區(qū)域產生磁共振。對比前面提到的金屬開口共振環(huán)結構,這種金屬納米棒對結構的一個優(yōu)點在于:垂直入射電磁波的電場分量即可激發(fā)結構單元的磁共振,同時采用這種結構極有可能在光頻段實現負的有效磁導率。 最近的研究表明,通過適當的SPP 能帶色散設計,也可以觀測到SPP 在金屬表面?zhèn)鞑r的負折射現象。對于由金屬/ 介電/ 金屬的夾心結構,由于兩個近鄰界面上的SPP 之間會發(fā)生近場耦合而形成能帶“折疊”現象,在折疊區(qū)域, SPP 傳播的有效折射率為負值,即SPP 相速度和群速度的方向反向。另外值得一提的是,即使在平常的金屬/ 介質表面,當在某一波段金屬介電常數的實部絕對值等于介質的介電常數值時,SPP 的色散曲線同向會產生“折疊”,形成負折射帶。 Lezec 等利用夾心波導中SPP色散的折疊現象,設計出由兩種夾心結構Ag/ Si3N4/Ag與Au/Si3N4 /Ag并聯的SPP波導, 首次成功地觀察到SPP 傳播時在兩種波導分界面處的負折射現象。圖6展示的SPP分別在這兩種夾心波導中傳播的色散關系,圖中陰影區(qū)域對應于Ag/Si3N4 / Ag 波導的正常色散區(qū),在這一區(qū)域SPP的有效折射率為正。而對于Au/ Si3N4 /Ag 波導而言,位于陰影低頻區(qū)SPP傳播表現為正常色散,而靠近陰影高頻區(qū)則表現為反常色散。因此,對于頻率位于兩條綠色虛線之間的SPP而言,當SPP從Ag/Si3N4 / Ag波導進入Au/ Si3N4 / Ag 波導的分界面時,將經歷有效折射率從正值變?yōu)樨撝档淖兓?。圖6 　SPP在Ag/ Si3N4 /Ag和Au/Si3N4/Ag夾心結構波導中傳播時的色散關系?；疑珔^(qū)域表示可見光波段Ag/Si3N4/Ag波導的正常色散區(qū)。綠色虛線之間區(qū)域為Au/Si3N4 /Ag波導的反常色散區(qū),在這一區(qū)域SPP的有效折射率為負。Si3N4中間介質層的厚度為50 nm。 表面等離極化激元隱身我們之所以能看到物體是由于物體對光的散射作用。如果能夠減少散射,甚至光線經過物體后能恢復原來的傳播方向,就能夠實現真正意義上的隱身。微加工技術的進步推動了人工微結構材料的快速發(fā)展,具有各種特殊功能的人工器件被制備出來,“隱身斗篷”就是其中之一。在2006 年經《Science》雜志報道后,關于隱身的研究引起了科學界的廣泛關注。2006 年,Schurig 等第一次在實驗上觀測到微波段物體的二維隱身效應。他們利用SRR 的磁共振調控有效磁導率,將一系列金屬開口環(huán)豎直排成環(huán)狀,并且金屬開口環(huán)的尺寸參數隨著位置而改變,使不同位置的金屬開口環(huán)的有效磁導率達到預定值,構成了二維“隱身衣”。實驗中將導體金屬柱置于中央(被隱身物) ,在815 GHz 的微波觀測到繞開中心的金屬導體柱后能夠恢復到原來的傳播方向。盡管實驗中觀測到一定的散射,但相對非隱身狀態(tài)下金屬柱的散射大大減少。除了利用SRR 結構, 具有高介電的柱形鐵電陶瓷BST(Bax Sr1 x TiO3 ) 在Mie 共振時在柱面上形成環(huán)形位移電流,也可以實現負有效磁導率的調控。最近Pendry 等還設計了另一種半空間的“界面散射”隱身方案,被稱為“隱身毯子”,并在最近的微波和光頻段得到了實現。利用SPP在金屬/ 介質層間傳播時所具有的負折射效應,也可以在金屬表面的某些特定區(qū)域實現SPP波傳播的隱身。根據在金屬/介質分界面的SPP波的色散關系,我們得到當頻率在εd (ω) ≈ εm (ω)的共振頻率以上時會出現反常色散帶,此時SPP 的群速度和相速度反向,此時金屬/ 介質分界面對于SPP 來說為負折射材料。通過這種方式,可以使得在Au/ PMMA 交界面?zhèn)鞑サ腟PP 的有效折射率為負,而在同一頻率下在Au/ air 界面?zhèn)鞑サ腟PP 波的有效折射率為正。將這兩種結構組合排列,改變其比例,可以實現組合后有效折射率從負到正的連續(xù)變化。如果有效折射率分布滿足簡化后的二維隱身條件:就可以實現SPP 波的隱身。Smolyaninov 等設計了一系列PMMA/ Au 同心環(huán)結構,環(huán)形條紋之間由air/ Au 環(huán)隔開。假設這兩種環(huán)寬度分別為d1 和d2 ,其有效折射率滿足如下的條件: naverage = ( n1 d1 + n2