Spin-unabhängige Plasmonische Linse für Gleichmäßige Oberflächenplasmonenpolariton-Fokussierung

Zusammenfassung

Für die halbkreisförmige plasmonische Linse ist die spiralförmige Phase der Ursprung der spinabhängigen Oberflächenplasmonenpolariton (SPP) Fokussierung. Durch Gegenbalancieren der spinabhängigen spiralförmigen Phase mit einer weiteren spiralförmigen Phase oder Pancharatnam-Berry-Phase realisierten wir die SPP-Fokussierung unabhängig von den Spinzuständen des Anregungslichts. Analysen basierend sowohl auf dem Huygens-Fresnel-Prinzip für SPPs als auch numerischen Simulationen beweisen, dass Position, Intensität und Profil der SPP-Foki exakt gleich für verschiedene Spinzustände sind. Zudem ist die spin-unabhängige SPP-Fokussierung immun gegen Änderungen des Radius, des Mittelpunktswinkels und der Form des halbkreisförmigen Spalts. Diese Studie enthüllt nicht nur den Mechanismus spinabhängiger SPP-Geräte weiter, sondern liefert auch effektive Ansätze, um den Einfluss von Spinzuständen auf das SPP-Feld zu überwinden.

Einleitung

Im dreidimensionalen (3D) Freiraum spielen optische Linsen eine unverzichtbare Rolle bei der Steuerung des Lichtflusses, wie Fokussierung, Abbildung und optische Fourier-Transformation (FT). Allerdings werden die inhärenten Limitationen konventioneller Linsen allmählich enthüllt. Aufgrund der Lichtbeugung ist die transversale Halbwertsbreite eines Fokus nicht kleiner als etwa eine halbe Wellenlänge λ/(2n sin α), was die Realisierung von Superresolution-Lithographie und -Mikroskopie behindert [1,2,3]. Bezüglich der optischen FT-Relation zwischen Vorderer und hinterer Brennebene ist die Transformgeschwindigkeit durch die Dicke und Brennweite der Linse begrenzt [4]. Vor allem ist das Volumen der Linse im Vergleich zur Lichtwellenlänge groß, wegen der gekrümmten Oberfläche, die für graduelle Phasenakkumulation verwendet wird [5,6,7]. Und das ist inkompatibel mit der steigenden Nachfrage nach miniaturisierten und integrierten optischen Geräten in Forschung und Anwendungen [8,9,10].

Oberflächenplasmonenpolaritonen (SPPs), die hybride Moden von Phononen und elektronischen Oszillationen sind, die sich entlang der zweidimensionalen (2D) Metall/Dielektrikum-Grenzfläche ausbreiten, können ein effektives Werkzeug sein, um die oben genannten Limitationen zu überwinden [11,12,13,14,15,16,17]. Mit dem subwellenlängigen Merkmal können SPPs leicht auf einen subwellenlängigen Spot fokussiert werden [18,19,20,21]. Als Gegenstück zur optischen Linse im 3D-Raum kann die halbkreisförmige Spalt-Plasmonische Linse nicht nur SPP-Felder fokussieren, sondern auch SPP-FT mit viel höherer Geschwindigkeit in einer 2D-Ebene durchführen [4]. Außerdem, um SPPs effektiv anzuregen, ist die Spaltbreite kleiner als die Wellenlänge des einfallenden Lichts. Dennoch hängt die Fokussierung der durch den halbkreisförmigen Spalt erzeugten SPPs stark von den Spinzuständen des einfallenden Lichts ab [22,23,24,25]. Für links zirkular polarisiertes (LCP) und rechts zirkular polarisiertes (RCP) einfallendes Licht erfahren die SPP-Fokalpunkte spinabhängige transversale Verschiebungen, was sich von der Fokussierung zirkular polarisierten Lichts im Freiraum unterscheidet. Seit der Untersuchung der spinabhängigen halbkreisförmigen SPP-Linse 2008 durch Hasman et al. [22,23,24] wurden verschiedene Mechanismen vorgeschlagen, um die spinabhängige SPP-Fokussierung zu erreichen [26,27,28]. Das Grundprinzip beruht auf der spinabhängigen Phasenverteilung, die durch Steuern der Orientierungswinkel von subwellenlängigen Spalten erreicht wird. Zudem wurden spinabhängige SPP-Anregung [29], SPP-Vortex [30], SPP-Hologramm [31], SPP-Bessel-Strahl [32] und SPP-Airy-Strahl [33] demonstriert. Insgesamt wurden spinabhängige SPP-Geräte ausführlich untersucht. Es ist offensichtlich und normal, dass die Spinzustände des Anregungslichts die Funktionalität von SPP-Geräten beeinflussen können, da sogar die durch einen einzelnen subwellenlängigen Spalt oder Loch angeregten SPPs von den Spinzuständen abhängen [24, 26, 28, 33]. Aber im Gegensatz dazu: Ist es möglich, den Einfluss der Spinzustände auf das SPP-Feld zu vermeiden und die SPP-Linse spin-unabhängig zu machen?

Die durch einen halbkreisförmigen Spalt erzeugten SPPs sind mit einer spinabhängigen spiralförmigen Phase exp(iσ±θ) geprägt, wobei die Spinzustände σ± = ± 1 LCP und RCP Licht repräsentieren [22,23,24,25]. In diesem Papier schlagen wir einen globalen Ansatz und einen lokalen Ansatz vor, um den Einfluss der spiralförmigen Phase zu eliminieren und spin-unabhängige SPP-Fokussierung zu erreichen. Der globale Ansatz behandelt den halbkreisförmigen Spalt als Ganzes und hebt die spiralförmige Phase durch Hinzufügen eines entgegengesetzten halbkreisförmigen Spalts auf, der eine inverse spiralförmige Phase einführt. Betrachtet man den halbkreisförmigen Spalt als Zusammensetzung subwellenlängiger Spalten, kann die spiralförmige Phase lokal mit der Pancharatnam-Berry-Phase gegenbalanciert werden, die durch Ändern des Orientierungswinkels des Spalts abgestimmt wird. Die spin-unabhängige SPP-Fokussierung wird mit dem Huygens-Fresnel-Prinzip für SPPs sowie numerischen Simulationen analysiert und verifiziert. Die Robustheit der vorgeschlagenen Ansätze wird durch Ändern des Radius, des Mittelpunktswinkels und der Form des halbkreisförmigen Spalts getestet. Im Vergleich zu früheren spinabhängigen SPP-Geräten [26,27,28,29,30,31,32,33] ist die Fokussierung der SPPs hier unabhängig von den Spinzuständen des Anregungslichts, was die Stabilität der SPP-Linse verbessern könnte.

Ergebnisse und Diskussionen

Spin-unabhängige Plasmonische Linse Bestehend aus Doppelten Halbkreisförmigen Spalten

Für halbkreisförmige Spalt-Plasmonische Linse beleuchtet mit links zirkular polarisiertem (LCP) und rechts zirkular polarisiertem (RCP) einfallendem Licht nehmen die spiralförmigen Phasen von 0 bis π gegen den Uhrzeigersinn und im Uhrzeigersinn zu, jeweils, wie schematisch in Abb. 1b gezeigt. Die spiralförmige Phase resultiert aus der Wechselwirkung zwischen zirkular polarisiertem Licht und anisotroper Nanostruktur [23]. Zirkular polarisiertes Licht ist die Synthese von horizontal und vertikal polarisiertem Licht mit einer π/2 Phasendifferenz. Die durch die beiden linearen Komponenten angeregten SPPs können als sinθ und cosθ ausgedrückt werden [25]. Somit ist das SPP-Feld, erzeugt durch zirkular polarisiertes Licht, sinθ + exp(iσ±π/2) cosθ = exp(iσ±θ). Ohne die spiralförmige Phase wäre die Wellenfront der SPPs parallel zum halbkreisförmigen Spalt und der SPP-Wellenvektor k_sp wäre entlang der radialen Richtung. Die spiralförmige Phase entspricht jedoch einer spiralförmigen Wellenfront, und der SPP-Wellenvektor wird von der radialen Richtung abweichen, illustriert durch die roten und blauen Pfeile in Abb. 1a. Und letztendlich resultiert die spiralförmige Phase in der transversalen Verschiebung des SPP-Fokus [22, 23, 25]. Es ist offensichtlich, dass die spinabhängige spiralförmige Phase, die der Ursprung der spin-kontrollierten SPP-Fokussierung ist, eliminiert werden muss, um die spin-unabhängige SPP-Linse zu realisieren.

Das Hinzufügen eines weiteren halbkreisförmigen Spalts zur Einführung zusätzlicher spiralförmiger Phase könnte eine Lösung sein. Wenn die beiden halbkreisförmigen Spalten auf derselben Seite sind, können die beiden spiralförmigen Phasen sich nicht gegenseitig aufheben. Daher sollte der halbkreisförmige Spalt auf der gegenüberliegenden Seite hinzugefügt werden. Abbildung 1c zeigt schematisch die Struktur der SPP-Linse bestehend aus zwei halbkreisförmigen Spalten mit unterschiedlichen Radien r₁ und r₂. Die angeregten SPP-Felder entlang der linken und rechten halbkreisförmigen Spalten können entsprechend ausgedrückt als:

$$ {E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{L}}\left({r}_1,\theta \right)=\exp \left(i{\sigma}_{\pm}\theta \right),\left(0\le \theta \le \pi \right), $$ (1) $$ {E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{R}}\left({r}_2,\theta \right)=\exp \left(i{\sigma}_{\pm}\theta \right),\left(\pi \le \theta \le 2\pi \right). $$ (2)

Es existiert eine π Phasendifferenz zwischen den spiralförmigen Phasen, erzeugt durch die zwei halbkreisförmigen Spalten. Insbesondere, wenn die Radien Δr = r₁ − r₂ = λ_sp/2 erfüllen, könnte k_sp Δr = π gerade die π Phasendifferenz zwischen den beiden spiralförmigen Phasen kompensieren. Wie in Abb. 1d dargestellt, ist die entsprechende Phase der SPPs zentralsymmetrisch. Konkret ist die Phase der SPPs, erzeugt vom Punkt A₁, dieselbe wie die Phase der SPPs, erzeugt vom symmetrischen Punkt A₂. Und die von A₁ und A₂ erzeugten SPPs werden konstruktiv im Zentrum interferieren, ebenso wie die anderen Punkte entlang der halbkreisförmigen Spalten. Entsprechend werden die von den zwei halbkreisförmigen Spalten erzeugten SPPs im Zentrum des Halbkreises fokussiert ohne transversale Verschiebung. Wenn die Spinzustände des einfallenden Lichts geändert werden, werden die linken und rechten spiralförmigen Phasen simultan umgekehrt und bleiben zentralsymmetrisch. Daher können die durch sowohl LCP als auch RCP Licht angeregten SPPs im Zentrum des Halbkreises fokussiert werden, was das spin-unabhängige Merkmal der plasmonischen Linse anzeigt.

Die Leistung der spin-unabhängigen plasmonischen Linse wird analytisch mit dem Huygens-Fresnel-Prinzip für SPPs [34, 35] untersucht. Im Polarkoordinatensystem können die von den linken und rechten halbkreisförmigen Spalten erzeugten SPP-Felder jeweils ausgedrückt werden als:

$$ {E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{L}}\left(\rho, \theta \right)=-\frac{i}{\sqrt{\lambda_{\mathrm{sp}}}}{\int}_0^{\pi}\cos \varphi {E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{L}}\left({r}_1,\theta \right)\frac{\exp \left({ik}_{\mathrm{sp}}d\right)}{\sqrt{d}}\exp \left( i\pi /4\right){r}_1 d\theta, $$ (3) $$ {E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{R}}\left(\rho, \theta \right)=-\frac{i}{\sqrt{\lambda_{\mathrm{sp}}}}{\int}_{\pi}^{2\pi}\cos \varphi {E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{R}}\left({r}_2,\theta \right)\frac{\exp \left({ik}_{\mathrm{sp}}d\right)}{\sqrt{d}}\exp \left( i\pi /4\right){r}_2 d\theta . $$ (4)

wobei φ den Winkel zwischen der radialen Richtung und dem SPP-Ausbreitungspfad bezeichnet und d die Entfernung von der sekundären Quelle zu einem beliebigen Punkt F ist, wie in Abb. 1b gezeigt. Einsetzen von Gl. (1) und (2) in Gl. (3) und (4) ergibt die SPP-Feldverteilungen, die in Abb. 2a–d gegeben sind. Der weiße gestrichelte Halbkreis repräsentiert den halbkreisförmigen Spalt, und die horizontale gestrichelte Linie ist gezeichnet, um die transversale Verschiebung des SPP-Fokus klar zu zeigen. Man kann sehen, dass die Richtung der transversalen Verschiebung des SPP-Fokus immer entgegengesetzt für die linken und rechten halbkreisförmigen Spalten ist. Für die spin-unabhängige plasmonische Linse ist die SPP-Verteilung die Superposition der von den zwei halbkreisförmigen Spalten erzeugten SPP-Felder, die geschrieben werden kann als \( {E}_{\mathrm{sp}}\left(\rho, \theta \right)={E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{L}}\left(\rho, \theta \right)+{E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{R}}\left(\rho, \theta \right) \). Somit ist die Intensität der SPPs im Zentrum

$$ {\displaystyle \begin{array}{c}{I}_{s\mathrm{p}}\left(0,\theta \right)={\left|{E}_{\mathrm{sp}}\left(0,\theta \right)\right|}^2={\left|{E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{L}}\left(0,\theta \right)+{E}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{R}}\Big(0,\theta \Big)\right|}^2\\ {}={I}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{L}}\left(0,\theta \right)+{I}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{R}}\left(0,\theta \right)+2\sqrt{I_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{L}}\left(0,\theta \right){I}_{\mathrm{sp}}^{\mathrm{R}}\left(0,\theta \right)}\cos {\Delta \Phi}_{\mathrm{sp}},\end{array}} $$ (5)

wobei die Phasendifferenz ΔΦ_sp = k_sp(r₁ − r₂) − π ist und der Term π aus dem Unterschied zwischen den linken und rechten spiralförmigen Phasen resultiert. Um spin-unabhängige Fokussierung zu realisieren, sollten die SPPs konstruktiv im Zentrum interferieren. Daher sollten die Radien der Spalten erfüllen

$$ \Delta r=\left(2n+1\right)\frac{\lambda_{\mathrm{sp}}}{2},\left(n=\cdots -2,-1,0,1,2,\cdots \right). $$ (6)

Wie in Abb. 2e und f dargestellt, werden die von LCP und RCP Licht erzeugten SPP-Felder alle im Zentrum fokussiert. Die Wellenlänge des einfallenden Lichts beträgt 632,8 nm, und die entsprechende Wellenlänge der SPPs λ_sp beträgt 606 nm für die Au/Luft-Grenzfläche [12, 36]. Die Radien der linken und rechten halbkreisförmigen Spalten betragen 5 µm und 4,697 µm. Die normierten transversalen und longitudinalen Verteilungen der SPP-Foki werden extrahiert und in Abb. 2g und h verglichen. Die spinabhängigen transversalen Verschiebungen der SPP-Foki in Abb. 2a–d verschwinden. Die Positionen sowie die Profile der von LCP und RCP Licht erzeugten SPP-Foki sind exakt gleich, was die Machbarkeit der spin-unabhängigen plasmonischen Linse verifiziert.

Vollwellen-numerische Simulationen werden ebenfalls basierend auf der Finite-Differenzen-Zeitbereichs-Methode (FDTD) durchgeführt. Die Parameter werden identisch zu denen in der analytischen Berechnung mit dem Huygens-Fresnel-Prinzip gehalten. Die simulierten SPP-Verteilungen in Abb. 3a und b stimmen sehr gut mit den analytischen Ergebnissen überein. Die transversalen und longitudinalen Verteilungen in Abb. 3c und d zeigen, dass die Halbwertsbreiten (FWHM) der Foki entlang der x- und y-Richtung (190 nm und 260 nm) alle kleiner als eine halbe Wellenlänge sind. Die Position, die FWHM und die Intensität der SPP-Foki sind alle unabhängig von den Spinzuständen des einfallenden Lichts. Die durch die halbkreisförmigen Spalten angeregten SPPs werden während der Ausbreitung allmählich abgeschwächt. Der Ausbreitungsverlust wird durch Absorption im Metall [11, 12] verursacht und wurde in den Simulationen durch Verwendung einer komplexen Permittivität (ε_Au = −11,821 + 1,426i) berücksichtigt. Daher beeinflusst der Ausbreitungsverlust die spinabhängige Fokussierung der SPPs nicht. Abb. 3e und f geben die Phasenverteilungen um den Fokuspunkt herum an. Wie durch die grün gepunkteten Pfeile angezeigt, gegenbalancieren sich zwei spiralförmige Phasen mit im Uhrzeigersinn und gegen den Uhrzeigersinn gerichteten Richtungen in Abb. 3e und f, was der Ursprung der spin-unabhängigen SPP-Fokussierung ist. Die flache Phase im Zentrum entspricht dem Fokussierungsbereich. Es sei angemerkt, dass die Phasenverteilungen der SPPs in Abb. 3e und f unter verschiedenen Spinzuständen des Anregungslichts unterschiedlich sind. Aber sie sind zentralsymmetrisch, was erfordert, dass die Intensitätsverteilungen der SPPs ebenfalls zentralsymmetrisch sein sollten. Um die Zentralsymmetrie-Anforderung zu erfüllen, sollten die von LCP und RCP Licht erzeugten SPP-Foki beide im Zentrum lokalisiert sein. Daher bedeuten spin-unabhängige Intensitätsverteilungen nicht notwendigerweise, dass die Phasenverteilungen spin-unabhängig sind. Hier beziehen wir uns hauptsächlich auf die Feldintensität, wenn wir spin-unabhängig sagen.

Die Evolutionen der SPP-Verteilung mit dem Radiusunterschied Δr werden enthüllt. Wenn die Radien Δr = nλ_sp erfüllen, sind die zwei halbkreisförmigen Spalten äquivalent zu einem kreisförmigen Spalt mit spiralförmiger Phase, die von 0 bis 2π variiert. Nehmen wir Δr = λ_sp als Beispiel, können spinabhängige SPP-Vortexes erhalten werden, wie in Abb. 4a und b präsentiert. Die Phasenverteilungen in den Insets von Abb. 4a und b zeigen, dass die topologische Ladung der SPP-Vortexes l = 1 und l = −1 für LCP und RCP Licht ist. Daher hat die Trennung Δr zwischen den zwei halbkreisförmigen Spalten großen Einfluss auf die Leistung der plasmonischen Linse. Die zwei spiralförmigen Phasen können sich gegenseitig aufheben, und spin-unabhängige SPP-Fokussierung kann nur erreicht werden, wenn Gl. (6) erfüllt ist. Zudem, gemäß Gl. (6), könnten der Radius und der Mittelpunktswinkel der Spalten die Fokussierungseigenschaft der plasmonischen Linse nicht beeinflussen. Für Bogenspalten mit einem Mittelpunktswinkel 2π/3, r₁ = 3,7 µm und r₂ = 2,2 µm, Δr = 5/2 λ_sp, und die durch LCP und RCP Licht angeregten SPPs werden alle im Zentrum fokussiert, wie in Abb. 4c und d gezeigt. Darüber hinaus kann der vorgeschlagene Ansatz auf spiralförmige Spalten angewendet werden. Für einen spiralförmigen Spalt beschrieben durch r₁(θ) = r₀ + θ/π λ_sp, kann das Hinzufügen eines weiteren spiralförmigen Spalts mit r₂ = r₁ − λ_sp/2 die spiralförmige Phase gegenbalancieren und spin-unabhängige SPP-Fokussierung realisieren. Die SPP-Verteilungen in Abb. 4e und f demonstrieren die Vielseitigkeit und Robustheit des vorgeschlagenen Ansatzes.

Spin-unabhängige SPP-Fokussierung Basierend auf Pancharatnam-Berry-Phase

In den obigen Diskussionen haben wir den halbkreisförmigen Spalt als Ganzes behandelt. Wie in Abb. 5a gezeigt, kann ein halbkreisförmiger Spalt in subwellenlängige Rechteckspalten unterteilt werden. Auf diese Weise wird die geometrische Pancharatnam-Berry (PB) Phase, bestimmt durch den Orientierungswinkel des Spalts, eingeführt [37, 38], die als φ_PB = σ_m α ausgedrückt werden kann. Somit ist die Phase der von jedem subwellenlängigen Spalt erzeugten SPPs:

$$ {\Phi}_{\mathrm{sp}}\left(\theta \right)={\sigma}_{\pm}\theta +{\varphi}_{\mathrm{PB}}. $$ (7)

Die spiralförmige Phase kann lokal durch Steuern der PB-Phasenverteilung kompensiert werden. In Abb. 5a ist die PB-Phase eine Konstante φ_PB = π/2 und hat keinen Effekt auf die spiralförmige Phase. Wenn die PB-Phase φ_PB = σ_m θ erfüllt, wird die spiralförmige Phase lokal kompensiert und die Phase der von jedem Spalt erzeugten SPPs ist Φ_sp(θ) = 0. Daher sollten die subwellenlängigen Spalten entlang der vertikalen Richtung ausgerichtet sein, wie in Abb. 5b und c gezeigt.

Die Intensitätsverteilungen der von der spin-unabhängigen plasmonischen Linse bestehend aus vertikalen subwellenlängigen Spalten erzeugten SPPs sind in Abb. 6a und b gegeben. Die Breite und Länge der Spalten betragen 50 nm und 200 nm. Die longitudinalen und transversalen Profile der SPP-Foki in Abb. 6c und d zeigen, dass Position, FWHM und Intensität der von LCP und RCP Licht erzeugten SPP-Foki nicht unterscheidbar sind. Im Vergleich zu den SPP-Verteilungen in Abb. 3c und d ist die transversale FWHM des Fokus etwa gleich, während die longitudinale FWHM mehr als dreimal größer ist. Das liegt daran, dass SPPs, erzeugt durch den gegenüberliegenden halbkreisförmigen Spalt in Abb. 3c und d, die transversale Größe des SPP-Fokus effektiv komprimieren können. Abb. 6e und f präsentieren gleichmäßige winklige Phasenverteilungen um den Fokus, und keine spiralförmige Phase wird beobachtet. Das ist weil die spiralförmige Phase lokal durch die PB-Phase kompensiert wurde. Dies unterscheidet sich deutlich vom Doppel-Halbkreis-Spalt-Ansatz, der die spiralförmigen Phasen in Abb. 3e und f noch beibehält. Die Änderung von Radius und Mittelpunktswinkel wird die Fokussierungseigenschaft der SPP-Linse nicht beeinflussen. Abb. 6g und h zeigen die spin-unabhängigen SPP-Verteilungen, erzeugt durch Spalten mit einem Mittelpunktswinkel 2π/3 und Radius r = 2 µm.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend ist das Gegenbalancieren der spinabhängigen spiralförmigen Phase durch Einführung einer weiteren spiralförmigen Phase oder Pancharatnam-Berry-Phase das fundamentale Prinzip der spin-unabhängigen SPP-Fokussierung. Die Positionen und Profile der von LCP und RCP Licht erzeugten SPP-Foki sind exakt gleich mit der spin-unabhängigen plasmonischen Linse. Diese Studie enthüllt weiter, dass die spiralförmige Phase ein entscheidender Faktor bei der Bestimmung der Fokussierungseigenschaft der halbkreisförmigen plasmonischen Linse ist. Zudem können die vorgeschlagenen Methoden genutzt werden, um polarisationsunabhängige Geräte in anderen Frequenzbändern [39, 40] durch Skalierung der Struktur zu designen.

Methoden

3D numerische Simulationen werden mit der kommerziellen Software Lumerical FDTD Solutions durchgeführt. In der Simulation sind halbkreisförmige Spalten mit einer Breite von 240 nm in den 150-nm-dicken Goldfilm geätzt und der Substrat ist SiO₂ mit einem Brechungsindex von 1,46. Der Brechungsindex des Goldfilms kann aus dem Johnson und Christy Modell [36] erhalten werden. Die Maschen-Genauigkeit wird auf 3 gesetzt, und die entsprechende Größe jedes Maschenzellen beträgt etwa 13 × 13 × 40 nm, was einen guten Kompromiss zwischen Genauigkeit, Speicheranforderungen und Simulationszeit erreicht. Perfekt angepasste Schichten (PML) mit acht Schichten in x-, y- und z-Richtung werden als Randbedingungen verwendet, um die ausbreitenden SPP-Felder zu absorbieren. Horizontal polarisiertes Licht und vertikal polarisiertes Licht mit einer Phasendifferenz σ±π/2 werden verwendet, um LCP und RCP Lichtquellen zu synthetisieren. Und die Lichtquelle beleuchtet das Sample von der Rückseite, um ihren Einfluss auf die angeregten SPPs zu vermeiden. Um die Profile des SPP-Fokus zu erhalten, wird ein 2D Feldmonitor 50 nm über dem Goldfilm platziert, was innerhalb der Abklinglänge der SPPs liegt.

Abkürzungen

FDTD:

Finite-Difference Time-Domain (Finite-Differenzen-Zeitbereich)

FT:

Fourier Transform (Fourier-Transformation)

FWHM:

Full Widths at Half Maximum (Halbwertsbreiten)

LCP light:

Left Circularly Polarized Light (Links Zirkular Polarisiertes Licht)

PB phase:

Pancharatnam-Berry Phase (Pancharatnam-Berry-Phase)

RCP light:

Right Circularly Polarized Light (Rechts Zirkular Polarisiertes Licht)

SHE:

Spin Hall Effect (Spin-Hall-Effekt)

SPPs:

Surface Plasmon Polaritons (Oberflächenplasmonenpolaritonen)