Drehunabhängige Plasmoniklinse

Einführung

Im dreidimensionalen (3D) freien Raum spielen optische Linsen eine unverzichtbare Rolle bei der Gestaltung des Lichtflusses, wie zum Beispiel Fokussierung, Abbildung und optische Fourier-Transformation (FT). Aber auch die inhärenten Grenzen konventioneller Objektive werden nach und nach aufgedeckt. Aufgrund der Beugung des Lichts beträgt die transversale volle Breite beim halben Maximum eines Fokus nicht weniger als etwa eine halbe Wellenlänge λ /(2n sin α ), was die Realisierung superauflösender Lithographie und Mikroskopie behindert [1,2,3]. Was die optische FT-Beziehung zwischen der vorderen und der hinteren Brennebene betrifft, wird die Geschwindigkeit der Transformation durch die Dicke und Brennweite der Linse begrenzt [4]. Im Vergleich zur Wellenlänge des Lichts ist das Linsenvolumen vor allem wegen der gekrümmten Oberfläche voluminös, die verwendet wird, um eine allmähliche Phasenakkumulation zu erreichen [5,6,7]. Und das ist mit der steigenden Nachfrage nach Miniatur- und integrierten optischen Geräten in Forschung und Anwendungen nicht vereinbar [8,9,10].

Oberflächenplasmonenpolaritonen (SPPs), bei denen es sich um Hybridmoden von Phononen und elektronischen Oszillationen handelt, die sich entlang der zweidimensionalen (2D) Metall/Dielektrikum-Grenzfläche ausbreiten, können ein wirksames Werkzeug sein, um die oben genannten Einschränkungen zu überwinden [11,12,13,14,15,16, 17]. Mit der Subwellenlängenfunktion können SPPs leicht auf einen Subwellenlängenfleck fokussiert werden [18,19,20,21]. Als Gegenstück zur optischen Linse im 3D-Raum kann eine halbkreisförmige plasmonische Spaltlinse nicht nur SPP-Felder fokussieren, sondern auch SPP-FT mit einer viel höheren Geschwindigkeit in einer 2D-Ebene durchführen [4]. Außerdem ist die Breite des Schlitzes kleiner als die Wellenlänge des einfallenden Lichts, um SPPs effektiv anzuregen. Dennoch hängt die Fokussierung von SPPs, die durch den halbkreisförmigen Spalt erzeugt werden, stark von den Spinzuständen des einfallenden Lichts ab [22,23,24,25]. Bei linkszirkular polarisiertem (LCP) und rechtszirkular polarisiertem (RCP) einfallendem Licht erfahren die Brennflecke von SPPs spinabhängige transversale Verschiebungen, die sich von der Fokussierung von zirkular polarisiertem Licht im freien Raum unterscheiden. Seit der Untersuchung der spinabhängigen halbkreisförmigen SPPs-Linse im Jahr 2008 von 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 die Steuerung der Orientierungswinkel von Subwellenlängenspalten erreicht wird. Darüber hinaus wurden spinabhängige SPP-Anregung [29], SPP-Wirbel [30], SPP-Hologramm [31], SPP-Bessel-Strahl [32] und SPP-Airy-Strahl [33] demonstriert. Insgesamt wurden spinabhängige SPP-Bauelemente ausgiebig untersucht. Es ist offensichtlich und normal, dass die Spinzustände des Anregungslichts die Funktionalität von SPP-Bauelementen beeinflussen können, da sogar die SPPs, die durch einen einzelnen Subwellenlängenspalt oder -loch angeregt werden, von den Spinzuständen abhängen [24, 26, 28, 33]. Ist es jedoch im Gegenteil möglich, den Einfluss von Spinzuständen auf das SPPs-Feld zu vermeiden und die SPPs-Linse spinunabhängig zu machen?

Die durch einen halbkreisförmigen Schlitz erzeugten SPPs werden mit einer spinabhängigen Spiralphase exp(iσ _± θ ), wobei die Spinzustände σ _± =  ± 1 repräsentieren LCP- bzw. RCP-Licht [22,23,24,25]. In diesem Papier schlagen wir einen globalen Ansatz und einen lokalen Ansatz vor, um den Einfluss der Spiralphase zu eliminieren und eine spinunabhängige SPP-Fokussierung zu erreichen. Der globale Ansatz befasst sich vollständig mit dem halbkreisförmigen Schlitz und hebt die spiralförmige Phase auf, indem ein gegenüberliegender halbkreisförmiger Schlitz hinzugefügt wird, der eine umgekehrte spiralförmige Phase einführen kann. Bezüglich des halbkreisförmigen Schlitzes als Aufbau von Subwellenlängenschlitzen kann die spiralförmige Phase lokal durch die Pancharatnam-Berry-Phase ausgeglichen werden, die durch Ändern des Orientierungswinkels des Schlitzes abgestimmt wird. Die spinunabhängige SPP-Fokussierung wird mit dem Huygens-Fresnel-Prinzip für SPPs sowie numerische Simulationen analysiert und verifiziert. Die Robustheit der vorgeschlagenen Ansätze wird getestet, indem Radius, Zentriwinkel und Form des halbkreisförmigen Schlitzes geändert werden. Im Vergleich zu früheren spinabhängigen SPP-Geräten [26,27,28,29,30,31,32,33] ist die Fokussierung von SPPs hier unabhängig von den Spinzuständen des Anregungslichts, was die Stabilität des SPP . verbessern könnte Objektiv.

Ergebnisse und Diskussionen

Spin-unabhängige plasmonische Linse bestehend aus doppelten halbrunden Schlitzen

Für halbkreisförmige plasmonische Schlitzlinsen, die durch linkszirkular polarisiertes (LCP) und rechtszirkular polarisiertes (RCP) einfallendes Licht beleuchtet werden, steigen die Spiralphasen von 0 auf π gegen den Uhrzeigersinn bzw. im Uhrzeigersinn, wie in Fig. 1b schematisch gezeigt. Die Spiralphase resultiert aus der Wechselwirkung zwischen dem zirkular polarisierten Licht und der anisotropen nanoskaligen Struktur [23]. Zirkular polarisiertes Licht ist die Synthese von horizontal polarisiertem und vertikal polarisiertem Licht mit einem π /2 Phasendifferenz. Die durch die beiden linearen Komponenten angeregten SPPs können als sinθ . ausgedrückt werden und cosθ , bzw. [25]. Somit ist das durch zirkular polarisiertes Licht erzeugte SPP-Feld sinθ + exp(iσ _± π /2) cos θ = exp(iσ _± θ ). Ohne die Spiralphase wäre die Wellenfront von SPPs parallel zum halbkreisförmigen Spalt und dem SPP-Wellenvektor k _sp wäre in radialer Richtung. Die Spiralphase entspricht jedoch einer Spiralwellenfront und der SPP-Wellenvektor weicht von der radialen Richtung ab, was durch die roten und blauen Pfeile in Abb. 1a veranschaulicht ist. Und schließlich führt die Spiralphase zur transversalen Verschiebung des SPP-Fokus [22, 23, 25]. Es ist offensichtlich, dass die spinabhängige Spiralphase, die der Ursprung der spingesteuerten SPP-Fokussierung ist, eliminiert werden muss, um die spinunabhängige SPP-Linse zu realisieren.

Schematische Darstellung der halbkreisförmigen plasmonischen Spaltlinse (a ) und die spinunabhängige SPP-Linse bestand aus zwei halbkreisförmigen Schlitzen (c ). Mit der Beleuchtung von LCP- und RCP-Licht erfahren die angeregten SPPs spinabhängige Spiralphasen (b ). Das Hinzufügen eines weiteren halbkreisförmigen Schlitzes kann eine zusätzliche Spiralphase einführen, und die beiden Spiralphasen können sich gegenseitig aufheben, wenn r ₁ − r ₂ = λ _sp /2 (d )

Das Hinzufügen eines weiteren halbkreisförmigen Schlitzes zur Einführung einer zusätzlichen Spiralphase könnte eine Lösung sein. Wenn sich die beiden halbkreisförmigen Schlitze auf derselben Seite befinden, können sich die beiden Spiralphasen nicht gegenseitig aufheben. Daher sollte der halbkreisförmige Schlitz auf der gegenüberliegenden Seite hinzugefügt werden. Abbildung 1c zeigt schematisch die Struktur der SPP-Linse, die aus zwei halbkreisförmigen Schlitzen mit unterschiedlichem Radius r . besteht ₁ und r ₂ . Die angeregten SPP-Felder entlang des linken und rechten halbkreisförmigen Spaltes können entsprechend ausgedrückt werden als:

Es existiert ein π Phasendifferenz zwischen den Spiralphasen, die durch zwei halbkreisförmige Schlitze erzeugt wird. Insbesondere wenn die Radien Δr . erfüllen = r ₁ − r ₂ = λ _sp /2, k _sp Δr = π könnte nur das π . kompensieren Phasendifferenz zwischen den beiden Spiralphasen. Wie in Abb. 1d dargestellt, ist die entsprechende Phase von SPPs eine zentrale Symmetrie. Konkret ist die Phase der SPPs, die aus dem Punkt A . generiert wird, ₁ ist gleich der Phase von SPPs, die aus dem symmetrischen Punkt A . erzeugt werden ₂ . Und die von A generated generierten SPPs ₁ und A ₂ in der Mitte konstruktiv stören, ebenso die anderen Punkte entlang der halbkreisförmigen Schlitze. Dementsprechend werden die durch die beiden halbkreisförmigen Schlitze erzeugten SPPs ohne Querverschiebung in der Mitte fokussiert. Wenn die Spinzustände des einfallenden Lichts geändert werden, werden die linke und rechte Spiralphase gleichzeitig umgekehrt und bleiben zentralsymmetrisch. Daher können die durch LCP- und RCP-Licht angeregten SPPs in der Mitte des Halbkreises fokussiert werden, was die spinunabhängige Eigenschaft der plasmonischen Linse anzeigt.

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

wo φ bezeichnet den Winkel zwischen der radialen Richtung und dem SPP-Ausbreitungspfad und d ist die Entfernung von der Sekundärquelle zu einem beliebigen Punkt F , wie in Abb. 1b gezeigt. Ersetzen von Gl. (1) und Gl. (2) in Gl. (3) und Gl. (4) können die SPP-Feldverteilungen erhalten werden und sind in Abb. 2a–d angegeben. Der weiße gestrichelte Halbkreis stellt den halbkreisförmigen Schlitz dar, und die horizontale gestrichelte Linie ist gezeichnet, um die transversale Verschiebung des SPPs-Fokus deutlich zu zeigen. Es ist zu erkennen, dass die Richtung der transversalen Verschiebung des SPP-Fokus für den linken und rechten Halbkreisspalt immer entgegengesetzt ist. Für die spinunabhängige plasmonische Linse ist die SPP-Verteilung die Überlagerung der von zwei halbkreisförmigen Schlitzen erzeugten SPP-Felder, die geschrieben werden kann als \({E}_{\textrm{sp}}\left(\rho, \theta \right)={E}_{\textrm{sp}}^{\textrm{L}}\left(\rho, \theta\right)+{E}_{\textrm{sp}}^{\textrm {R}}\left(\rho, \theta\right)\). Somit ist die Intensität der SPPs in der Mitte

wobei die Phasendifferenz ΔΦ_sp . ist = k _sp (r ₁ − r ₂ ) − π und der Begriff π ergibt sich aus der Differenz zwischen linker und rechter Spiralphase. Um eine spinunabhängige Fokussierung zu realisieren, sollten die SPPs im Zentrum konstruktiv interferieren. Somit sollten die Radien der Schlitze

Bei LCP-Licht werden die SPP-Fokusse durch den linken Halbkreisspalt erzeugt (a ) und der rechte Halbkreisschlitz (b ) nach unten bzw. nach oben verschieben. Für RCP-Licht c und d , sind die Positionen der SPP-Schwerpunkte vertauscht. e , f Die SPP-Fokusse, die von einer spinunabhängigen plasmonischen Linse erzeugt werden, befinden sich alle im Zentrum für LCP- und RCP-Licht. g , h Die transversalen und longitudinalen Verteilungen der SPP-Schwerpunkte

Wie in Fig. 2e und f dargestellt, sind die durch LCP- und RCP-Licht erzeugten SPP-Felder alle in der Mitte 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-Schnittstelle [12, 36]. Die Radien der linken und rechten halbkreisförmigen Schlitze betragen 5 µm und 4,697 µm. Die normalisierten transversalen und longitudinalen Verteilungen der SPP-Fokus werden extrahiert und in Abb. 2g und h verglichen. Die spinabhängigen transversalen Verschiebungen der SPP-Fokusse in Abb. 2a–d verschwinden. Die Positionen sowie die Profile der durch LCP- und RCP-Licht erzeugten SPP-Fokusse sind exakt gleich, was die Machbarkeit der spinunabhängigen plasmonischen Linse bestätigt.

Numerische Vollwellensimulationen werden auch basierend auf der Finite-Differential-Time-Domain-(FDTD)-Methode durchgeführt. Die Parameter bleiben dabei die gleichen wie bei der analytischen Berechnung nach dem Huygens-Fresnel-Prinzip. Die simulierten SPP-Verteilungen in Abb. 3a und b stimmen sehr gut mit den Analyseergebnissen überein. Die Quer- und Längsverteilungen in Abb. 3c und d zeigen, dass die Halbwertsbreiten (FWHM) der Brennpunkte entlang der x - und y -Richtung (190 nm und 260 nm) sind alle kleiner als eine halbe Wellenlänge. Die Position, die FWHM und die Intensität der SPP-Fokusse sind alle unabhängig von den Spinzuständen des einfallenden Lichts. Die durch die halbkreisförmigen Schlitze angeregten SPPs werden während der Ausbreitung allmählich abgeschwächt. Der Ausbreitungsverlust wird durch die Absorption im Metall verursacht [11, 12] und wurde in den Simulationen durch die Verwendung einer komplexen Permittivität (ε _Au =  − 11.821 + 1.426i ). Somit beeinflusst der Ausbreitungsverlust die spinabhängige Fokussierung der SPPs nicht. Abbildung 3 e und f geben die Phasenverteilungen um den Brennfleck an. Wie durch die grün gepunkteten Pfeile angedeutet, gleichen sich zwei Spiralphasen mit Rechts- und Gegenuhrzeigersinn aus, die zur spinunabhängigen SPP-Fokussierung führen. Die flache Phase in der Mitte entspricht dem Fokussierbereich. Es sollte beachtet werden, dass die Phasenverteilungen der SPPs in Fig. 3e und f bei verschiedenen Spinzuständen des Anregungslichts unterschiedlich sind. Sie sind jedoch zentralsymmetrisch, was erfordert, dass die Intensitätsverteilungen von SPPs ebenfalls zentralsymmetrisch sein sollten. Um die Anforderungen an die Zentrumssymmetrie zu erfüllen, sollten sich die durch LCP- und RCP-Licht erzeugten SPP-Fokusse beide in der Mitte befinden. Somit bedeuten die spinunabhängigen Intensitätsverteilungen nicht unbedingt, dass die Phasenverteilungen spinunabhängig sind. Hier beziehen wir uns hauptsächlich auf die Feldstärke, wenn wir Spin-unabhängig sagen.

Simuliertes SPP-Feld generiert von LCP (a ) und RCP (b ) hell. c , d Die entsprechenden Quer- und Längsverteilungen. Die Positionen und Profile der durch LCP- und RCP-Licht erzeugten SPP-Fokus sind exakt gleich. e , f Die entsprechenden Phasenverteilungen um den Fokus. Die beiden Spiralphasen mit entgegengesetzten Richtungen in e und f können sich gegenseitig aufheben, was der Ursprung der spinunabhängigen SPP-Fokussierung ist

Die Entwicklungen der SPP-Verteilung mit der Radiusdifferenz Δr werden aufgedeckt. Wenn die Radien Δr . erfüllen = n _sp , die beiden halbkreisförmigen Schlitze entsprechen einem kreisförmigen Schlitz mit einer Spiralphase von 0 bis 2π . Einnahme von Δr = λ _sp als Beispiel können die spinabhängigen SPP-Wirbel erhalten werden, wie in Abb. 4a und b dargestellt. Die Phasenverteilungen in den Einfügungen von Abb. 4a und b zeigen, dass die topologische Ladung von SPP-Wirbeln l . beträgt = 1 und l = − 1 für LCP- bzw. RCP-Licht. Somit ist die Trennung Δr zwischen den beiden halbkreisförmigen Schlitzen hat einen großen Einfluss auf die Leistung der plasmonischen Linse. Die beiden Spiralphasen können sich gegenseitig aufheben und eine spinunabhängige SPP-Fokussierung kann nur erreicht werden, wenn Gl. (6) ist zufrieden. Außerdem ist nach Gl. (6), der Radius und der zentrale Winkel der Schlitze konnten die Fokussierungseigenschaft der plasmonischen Linse nicht beeinflussen. Für Bogenspalte mit einem Zentriwinkel 2π /3, r ₁ =3,7 μm und r ₂ =2.2 μm, \(\Delta r=\frac{5}{2}{\lambda}_{\mathrm{sp}}\), und die durch LCP- und RCP-Licht angeregten SPPs sind alle im Zentrum fokussiert, da gezeigt in Abb. 4c und d. Darüber hinaus kann der vorgeschlagene Ansatz auf die spiralförmigen Schlitze angewendet werden. Für einen Spiralspalt, beschrieben durch \({r}_1\left(\theta\right)={r}_0+\frac{\theta}{\pi}{\lambda}_{\mathrm{sp}}\), Hinzufügen eines weiteren spiralförmigen Schlitzes mit r ₂ = r ₁ − λ _sp /2 kann die Spiralphase ausgleichen und eine spinunabhängige SPP-Fokussierung realisieren. Die SPP-Verteilungen in Abb. 4e und f demonstrieren die Vielseitigkeit und Robustheit des vorgeschlagenen Ansatzes.

Für halbrunde Schlitze mit Δr = λ _sp , SPP-Wirbel, angeregt durch LCP (a ) und RCP (b ) weisen entgegengesetzte topologische Ladungen auf. Die Änderung des Radius und des Zentriwinkels hat keinen Einfluss auf die spinunabhängige Fokussierung der SPPs (c , d ). Der vorgeschlagene Ansatz eignet sich auch für Spiralspalten (e , f )

Spin-unabhängige SPP-Fokussierung basierend auf der Pancharatnam-Berry-Phase

In den obigen Diskussionen haben wir den halbkreisförmigen Schlitz als Ganzes behandelt. Wie in Fig. 5a gezeigt, kann ein halbkreisförmiger Schlitz in rechteckige Schlitze im Subwellenlängenbereich unterteilt werden. Auf diese Weise wird die durch den Orientierungswinkel des Spaltes bestimmte geometrische Pancharatnam-Berry (PB)-Phase eingeführt [37, 38], die ausgedrückt werden kann als φ _PB = σ _m α . Somit ist die Phase von SPPs, die von jedem Subwellenlängenspalt erzeugt wird:

Ein halbkreisförmiger Spalt kann in Rechteckspalten im Subwellenlängenbereich unterteilt werden (a ). Wenn die Schlitze vertikal angeordnet sind, kann die von jedem Schlitz erzeugte PB-Phase verwendet werden, um die vom LCP erzeugten spiralförmigen Phasen lokal auszulöschen (b ) und RCP-Licht (c )

Die Spiralphase kann lokal durch Steuerung der PB-Phasenverteilung aufgehoben werden. In Abb. 5a ist die PB-Phase eine Konstante φ _PB = π /2 und hat keinen Einfluss auf die Spiralphase. Wenn die PB-Phase φ . erfüllt _PB = σ _m θ , die Spiralphase wird lokal ausgeglichen und die Phase der SPPs, die von jedem Schlitz erzeugt werden, ist Φ_sp (θ )  =  0. Daher sollten die Subwellenlängenschlitze entlang der vertikalen Richtung ausgerichtet sein, wie in Abb. 5b und c gezeigt.

Die Intensitätsverteilungen von SPPs, die von der spinunabhängigen plasmonischen Linse erzeugt werden, die aus vertikalen Subwellenlängenspalten besteht, sind in Abb. 6a und b angegeben. Die Breite und Länge der Schlitze beträgt 50 nm bzw. 200 nm. Die Längs- und Querprofile der SPP-Fokusse in Abb. 6c und d zeigen, dass die Position, die FWHM und die Intensität der SPP-Fokus, die durch das LCP- und RCP-Licht erzeugt werden, nicht unterscheidbar sind. Verglichen mit den SPP-Verteilungen in Abb. 3c und d ist die transversale FWHM des Fokus ungefähr gleich, während die longitudinale FWHM mehr als dreimal größer ist. Das liegt daran, dass SPPs, die durch den gegenüberliegenden halbkreisförmigen Schlitz in Fig. 3c und d erzeugt werden, die Quergröße des SPP-Fokus effektiv komprimieren können. Abbildung 6e und f zeigen gleichmäßige Winkelphasenverteilungen um den Fokus und es wird keine Spiralphase beobachtet. Dies liegt daran, dass die Spiralphase durch die PB-Phase lokal aufgehoben wurde. Dies unterscheidet sich deutlich vom Ansatz mit doppelten halbkreisförmigen Schlitzen, bei dem die spiralförmigen Phasen in Abb. 3e und f noch erhalten bleiben. Die Änderung von Radius und Zentriwinkel hat keinen Einfluss auf die Fokussierungseigenschaft des SPP-Objektivs. Abbildung 6 g und h zeigen die spinunabhängigen SPP-Verteilungen, die durch Schlitze mit einem Zentralwinkel von 2π . erzeugt werden /3 und Radius r = 2 μm.

a , b Die spinunabhängige SPP-Fokussierung für die Linse bestand aus Subwellenlängenspalten. c , d Die Quer- und Längsprofile des SPP-Fokus. e , f Die entsprechenden Phasenverteilungen. g , h Die spinunabhängige SPP-Fokussierung kann durch die Änderung von Radius und Zentriwinkel nicht beeinflusst werden

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend lässt sich sagen, dass das Ausbalancieren der spinabhängigen Spiralphase durch Einführung einer anderen Spiralphase oder Pancharatnam-Berry-Phase das Grundprinzip der spinunabhängigen SPP-Fokussierung ist. Die Positionen und Profile der SPP-Fokusse, die durch LCP- und RCP-Licht erzeugt werden, sind bei der spinunabhängigen plasmonischen Linse genau gleich. Diese Studie zeigt weiter, dass die Spiralphase ein entscheidender Faktor bei der Bestimmung der Fokussierungseigenschaft der halbrunden plasmonischen Linse ist. Darüber hinaus können die vorgeschlagenen Methoden verwendet werden, um polarisationsunabhängige Bauelemente in anderen Frequenzbändern zu entwerfen [39, 40] durch Skalieren der Struktur.

Methoden

Numerische 3D-Simulationen werden mit der kommerziellen Software Lumerical FDTD Solutions durchgeführt. In der Simulation werden in den 150 nm dicken Goldfilm halbkreisförmige Schlitze mit einer Breite von 240 nm geätzt und das Substrat ist SiO₂ mit einem Brechungsindex von 1,46. Der Brechungsindex des Goldfilms kann dem Modell von Johnson und Christy entnommen werden [36]. Die Netzgenauigkeit wird auf 3 eingestellt und die entsprechende Größe jeder Netzzelle beträgt etwa 13 × 13 × 40 nm, wodurch ein guter Kompromiss zwischen Genauigkeit, Speicherbedarf und Simulationszeit erreicht werden kann. Perfekt abgestimmte Ebenen (PML) mit acht Ebenenanzahlen im x -, y -, und z -Richtungen werden als Randbedingungen verwendet, um die sich ausbreitenden SPP-Felder zu absorbieren. Horizontal polarisiertes Licht und vertikal polarisiertes Licht mit unterschiedlicher Phase σ _± π /2 werden verwendet, um die LCP- und RCP-Lichtquellen zu synthetisieren. Und die Lichtquelle beleuchtet die Probe 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 Zerfallslänge von SPPs liegt.

Abkürzungen

FDTD:

Endlich-unterschiedliche Zeitdomäne

FT:

Fourier-Transformation

FWHM:

Volle Breite auf halbem Maximum

LCP-Licht:

Links zirkular polarisiertes Licht

PB-Phase:

Pancharatnam-Berry-Phase

RCP-Licht:

Rechts zirkular polarisiertes Licht

Sie:

Spin-Hall-Effekt

SPPs:

Oberflächenplasmonenpolaritonen