CN101451952A - 实现宽带光谱表面等离子体共振的方法 - Google Patents

Abstract

本发明涉及一种能够实现宽带光谱表面等离子体共振的方法，该方法是通过预先补偿宽带光谱中不同频率的光线的入射角实现宽光谱表面等离子体共振的，所述方法首先宽带光谱光线进入空间色散系统后，不同波长的光线以不同的空间位置从所述空间色散系统中出射，之后进入附加光学系统，该系统针对进入的光线，调节其光路并提供合适的匹配角度，使通过附加光学系统的不同波长的光线以不同的入射角入射到表面等离子体共振系统中，即使不同波长的光线能够同时满足表面等离子体共振的条件，从而产生宽带光谱表面等离子体共振，其主要的优点是匹配带宽比较宽，这使得对入射光的单色性的要求没有原来苛刻。

Description

实现宽带光谱表面等离子体共振的方法

技术领域

本发明涉及表面等离子体共振技术，具体涉及一种能够同时产生宽带光谱表面等离子体共振的技术。

背景技术

表面等离子体是一种存在于介电常数的实数部分分别为正和负的两种介质的分界面上的衰逝电磁波，可以由光来激发，并且与激发它的光具有相同的频率，即产生共振。这种由光激发表面等离子的方法叫做表面等离子体共振。表面等离子体共振具有近场增强的效应，即金属与电介质界面附近的电磁场可以因为表面等离子体共振而比入射电磁场强很多。这种近场增强的效应使得表面等离子体共振具有很多重要的应用。首先表现在提高探测器的灵敏度和提高非线性光学效应的效率方面。应用表面等离子体共振效应制成的探测器具有灵敏度高、响应迅速、无需标记等优点，探测器表面的细微变化都可以很容易的被探测到。这种探测器已经被成功的用来提供分子识别以及探测分子的动力学过程，例如探测蛋白质—蛋白质、蛋白质—DNA、新药分子—疾病靶等生物分子的结合或者解离等动力学过程。其次表现在制造高灵敏高分辨(分辨率可以达到10^-6折射率单位以下)的表面等离子体共振折射仪方面。表面等离子体共振技术还可以被用来提高拉曼光谱、红外光谱等信号强度和灵敏度。很多方面的应用都已经商用化，例如商用的表面等离子体共振分析仪(分子相互作用分析仪)、表面等离子体共振折射仪、表面等离子体共振增强拉曼光谱仪、表面等离子体共振增强红外光谱仪等。此外，表面等离子体共振效应也促进了显微技术的发展，基于表面等离子体共振增强效应的远场显微镜、远场扫描显微镜、以及近场扫描显微镜丰富了显微镜的种类，并且具有高灵敏度、高空间分辨率的特点。另外，在科研领域表面等离子体共振技术也经常被用来提供近场增强效应，从而提高多种光学效应效率，例如，表面等离子体共振增强的二次谐波产生、表面等离子体共振增强的双光子吸收、表面等离子体共振增强的荧光产生等。上面列举了表面等离子体共振技术的部分应用，已经足以表明表面等离子体共振技术的应用有多么广泛。所以表面等离子体共振技术的改进，例如本发明中所述的技术，可以导致很多基于表面等离子体共振技术的革新。

表面等离子体可以通过光激发产生。因为表面等离子体的波矢量比同频率的光波矢量大，所以它不能够被光直接激发，而需要有一种方法来提高光的波矢量，常用的方法是采用棱镜来满足匹配条件。为了达到利用光来激发表面等离子体的目的，可以采用两种结构，分别为Kretschmann(如图1a)结构和Otto(如图1b)结构，图中的C1表示棱镜，C2表示金属膜，C3为电介质环境，比如空气或者液体环境等。在Kretschmann结构中，一层几十纳米量级厚度的金属膜附着在棱镜上，只有p偏振(光的电场振动方向与光的入射面平行)的激发光以合适的角度入射时才能在金属和电介质的界面上激发出表面等离子体，而s偏振(光的电场振动方向与光的入射面垂直)的光却不能激发出表面等离子体。Otto结构中金属层和棱镜不接触，间隔为几十纳米量级，因为Otto结构的应用远远没有Kretschmann结构广泛，在此不详述，但是本专利描述的方法既适用于Kretschmann结构也适用于Otto结构。表面等离子体可以存在于图1所示的物质C2和C3的交界面上，表面等离子体的波矢量为

$k_{\mathrm{sp}}=\frac{\mathrm{\ω}}{c}\sqrt{\frac{{\mathrm{\ϵ}}_m{\mathrm{\ϵ}}_d}{{\mathrm{\ϵ}}_m+{\mathrm{\ϵ}}_d}}$         (公式1)

这里ε_m和ε_d分别为金属C2和测试环境C3的介电常数，ω为激发光的频率，c为真空中的光速。

棱镜中光波矢量在C1C2界面方向上的分量为

$k_x=n\frac{\mathrm{\ω}}{c}\sin \left(\mathrm{\θ}\right)$             (公式2)

这里，n为棱镜C1的折射率。当光的波矢量在表面等离子体传播方向上的分量与表面等离子体的波矢量匹配，即

k_x＝k_sp       (公式3)

只有当公式3满足的时候，才能产生表面等离子体共振。此时，入射光在棱镜中的入射角为

${\mathrm{\θ}}_{\mathrm{spr}}=\arcsin \left(\frac{1}{n}\sqrt{\frac{{\mathrm{\ϵ}}_m{\mathrm{\ϵ}}_d}{{\mathrm{\ϵ}}_m+{\mathrm{\ϵ}}_d}}\right)$             (公式4)

所以当某一频率的激发光以不同的入射角入射时，在某一个特殊的角度θ_spr(公式4对应的角度)能够激发表面等离子体共振，其他的角度则不能。由于材料的色散，对于不同的波长λ，n、ε_m和ε_d的值都是不同，这导致了不同的波长的等离子共振角度θ_spr都不相同。所以对于一个特定的表面等离子体共振系统，如果入射光具有不同的波长(或者频率)，一般只有某一波长λ₀能够严格满足表面等离子体共振的条件(即公式3)，其他波长的都不能够严格满足共振条件，并且一般来说与λ₀差别越大的波长的失配情况越严重。

发明内容

本发明的目的是针对现有的表面等离子体共振技术中共振线宽过窄的不足之处，提供一种实现宽带光谱表面等离子体共振的方法，该方法采用了预先补偿技术，在保证中心波长满足表面等离子体共振角度的情况下，使不同的波长以不同的角度入射，从而使得宽带光谱各波长同时(或者最大限度的)满足表面等离子体共振的角度要求。

本发明目的实现由以下技术方案完成：

一种实现宽带光谱表面等离子体共振的方法，其特征在于该方法是通过预先补偿宽带光谱中不同频率的光线的入射角实现宽光谱表面等离子体共振的，所述方法如下：首先宽带光谱光线进入空间色散系统后，不同波长的光线以不同的空间位置从所述空间色散系统中出射，之后进入附加光学系统，该系统针对进入的光线，调节其光路并提供合适的匹配角度，使通过附加光学系统的不同波长的光线以不同的入射角入射到表面等离子体共振系统中，即使不同波长的光线能够同时满足表面等离子体共振的条件，从而产生宽带光谱表面等离子体共振。

所述的空间色散系统中采用棱镜、或是光栅、或是前述元件的组合作为色散元件，以便能够在空间位置上分离不同频率的光线。

所述的附加光学系统中至少包含透镜、或者是平面或凹面反射镜，以调节不同频率的光线的入射角。

本发明与传统的无预先补偿的表面等离子体共振技术相比较，其主要的优点是匹配带宽比较宽，这使得对入射光的单色性的要求没有原来苛刻，在表面等离子体共振的激发光源为谱线比较宽的光源(比如各种灯、发光二极管等)的时候，通常需要采用单色仪选择某一波长，而且为了增加单色性单色仪的狭缝关的比较窄，这大大降低了光强，采用宽带光谱表面等离子体共振的技术后，因为可以采用宽带的光源激发表面等离子体共振，使得单色仪的狭缝不需要关的很窄从而增加了激发光的光强，相应的由光强所限制的探测器的探测频率也可以变高，所以宽带光谱表面等离子体共振的探测系统可以具有更高的探测速度和更高的信噪比。此外，超快超短激光脉冲技术的发展使得采用超短激光脉冲作为光源来激发表面等离子体称为可能。超短脉冲虽然在时间上很短，但是它的光谱却比较宽。如果不采用宽带光谱表面等离子体共振的技术，是不可能使得超短脉冲中的所有光谱都同时激发表面等离子体共振的。而且为了补偿超短脉冲展宽的现象，本系统也可以适当的扩充从而包含群色散补偿功能。

附图说明

附图1a光线通过棱镜耦合激发表面等离子体的Kretschmann结构示意图；

附图1b光线通过棱镜耦合激发表面等离子体的Otto结构示意图；

附图2a为图1a所示装置的反射光强与入射角θ关系图；

附图2b为图1a所示装置的反射光强与入射角θ关系图；

附图3为本发明宽带光谱表面等离子体共振的技术的光路结构示意图；

附图4为实施例1采用棱镜作为空间色散系统的宽带光谱表面等离子体共振系统的光路结构示意图；

附图5(a)为实施例1的C1为LITHOTEC-CAF2玻璃棱镜的结果示意图；

附图5(b)为实施例1的C1为N-BK7玻璃棱镜的结果示意图；

附图5(c)为实施例1的C1为N-SF66玻璃棱镜的结果示意图；

附图6为实施例2采用光栅作为空间色散系统的宽带光谱表面等离子体共振系统的光路结构示意图；

附图7(a)为实施例2的C1为LITHOTEC-CAF2玻璃棱镜的结果示意图；

附图7(b)为实施例2的C1为N-BK7玻璃棱镜的结果示意图；

附图7(c)为实施例2的C1为N-SF66玻璃棱镜的结果示意图；

附图8为实施例3采用光栅对作为空间色散系统的宽带光谱表面等离子体共振系统的光路结构示意图；

附图9(a)为实施例3的角度补偿结果示意图；

附图9(b)为实施例3的群色散补偿结果示意图；

附图10为采用棱镜对作为空间色散系统的宽带光谱表面等离子体共振系统的光路结构示意图；

具体实施方式

以下结合附图通过实施例对本发明特征及其它相关特征作进一步详细说明，以便于同行业技术人员的理解：

本实施例的方法是在通过特定的空间色散系统预先补偿宽带光谱中不同波长的入射角度，使不同的波长都能(或者尽可能)满足表面等离子体共振的条件。这个特定的空间色散系统与表面等离子体共振系统组成了一套宽带光谱表面等离子体共振系统。

图中标号分别表示：棱镜C1、金属C2、C3为真空、空间色散系统A(可以为棱镜、光栅等色散元件或者它们的组合)、附加光学系统B(用来调节光路，或者提供合适的角度匹配)、表面等离子体共振系统C。

通常采用棱镜匹配用光来激发表面等离子体。如图1a的光路图所示，当一束p偏振的光以入射角θ入射到棱镜和金属薄膜的界面上的时候，反射光的强度随着入射角θ的改变而改变。我们将描述反射光强与入射角θ关系的曲线称为表面等离子体共振曲线。入射角θ大于临界角并且反射光强衰减严重的情况表明产生了表面等离子体共振。由公式1可知，金属薄膜C2以及相邻的材料C3的色散导致了表面等离子体共振也存在色散。例如当金属C2材料为50nm厚的金膜，棱镜C1为最常用的N-BK7玻璃的时候，6种不同波长的光线入射到图1a所示装置后，反射光强与入射角θ被表示在图2a中。图2a中的6条曲线按θ从大到小的方向对应的光波长分别为600、650、700、750、800、850、900nm。由公式4可知，表面等离子体共振角度θ_spr也与棱镜C1的折射率有关，所以可以选择适当折射率色散的棱镜来降低宽带光谱的θ_spr失配效应。但不幸的是，棱镜的色散相对于表面等离子体共振来说一般比较小，通常并不足以补偿宽带光谱的θ_spr失配。图2b表示了棱镜C1为色散较大的N-SF66玻璃的表面等离子体共振曲线，6条曲线的波长与图2a中相同。600和900nm光的表面等离子体共振角度θ_spr差别对于N-BK7玻璃为2.24度，但是对于N-SF66玻璃减小为1.06度。所以通过棱镜本身的折射率色散来补偿表面等离子体共振的色散是最简单的一种情况，可以在一定程度上减小等离子体共振色散引起的匹配角度失配问题，这可以通过选择恰当色散的棱镜来实现。但是由于棱镜的折射率色散通常并不足以补偿宽带光谱的表面等离子体共振色散，我们提出了采用预先补偿的办法。

采用预先补偿的方法实现宽带光谱的表面等离子体共振，其激发结构以及光路如图3所示。

图3中标号以及实验装置介绍如下：

为了方便描述宽带光谱表面等离子体共振系统，我们将此系统划分为三部分：

A部分为空间色散系统；可以为棱镜A1、光栅A2、或者它们的组合(光栅对G1-G2、棱镜对Pr1-Pr2等)、或者是提供色散的系统(例如单色仪A3)，甚至简单的非正交入射的厚玻璃板A4都有可能，目的是使得不同频率的光线位于不同的空间位置；

B为附加光学系统，用来调节光路，或者提供合适的角度匹配。例如透镜(B1)、高反射镜片(B2)等；

C为表面等离子体共振系统。C1为棱镜；C2为金属薄膜；C3为电介质环境(比如，真空、空气、或者液体环境等)；

1为进入空间色散系统前的宽带光谱光线；

2为从空间色散系统中出射的任一单色光线，假设它的中心波长为λ₀，比λ₀短的任一波长为λ₁，比λ₀长的任一波长为λ₂；

3为入射到表面等离子体共振系统的光线；

4为从表面等离子体激发系统出射的光线；

P为不同波长的光线2的(等效)出发点；

δ为任一波长的出射光线2相对于入射光线1改变的角度；

O位于C1和C2的界面上，并且不同波长的光线3激发表面等离子体的点；

θ为任一波长的光线3在棱镜中照射到C1和C2的界面上的入射角；

L₁为P与B系统之间的距离；

L₂为B系统与O点之间的距离；

宽带光谱光线1在进入空间色散系统A后，不同波长的光线以不同的空间位置从系统A中出射。之后进入附加光学系统B，系统B可以由透镜(B1)、高反射镜片(B2)等构成，主要负责调节光路和提供合适的匹配角度。空间色散之后的不同波长的光线3以不同的入射角θ入射到表面等离子体共振系统C中，以达到产生宽带表面等离子体共振的目的。假设从系统B中出射光线2的中心波长的λ₀的偏转角度为δ₀，其他波长的光线(λ₁和λ₂)相对于波长为λ₀的出射光线2的偏离角度为Δδ。波长为λ₀的光线在系统C中的入射角为θ₀，其他波长的光线(λ₁和λ₂)相对于波长为λ₀的入射光线3的偏离角度为Δθ。当Δδ和Δθ都很小的时候，ΔδL₁＝ΔθL₂，即Δθ＝L₁/L₂Δδ。如果定义M＝L₁/L₂，则Δθ＝MΔδ。所以可以通过改变L₁和L₂比值来调节系统A的空间色散的倍数，来预先补偿宽光谱表面等离子体共振的角度要求，使宽带光谱的任一波长的光线的入射角度与此波长的表面等离子体共振的差别都比较小。同样，在表面等离子体共振的某些应用中(例如基于探测反射光强的变化的应用)，为了增加系统的灵敏度，任一波长的光线的入射角并不是采用表面等离子体共振对应的角度，而是采用反射光强为入射光强一半左右对应的角度(例如，图2(a)中600nm的光线的入射角不采用44.6°，而采用43.94°左右的角度)，同样也可以采用此预先补偿的方法使宽带光谱任一波长的光线的入射角都位于一半反射光强的角度附近。

实施例：

在下述实施例中假设入射光1的光谱范围为700-900nm，选择800nm为中心波长(这个光谱对应掺钛蓝宝石飞秒激光器的发射波长)。产生表面等离子体共振的介质分别为：C3为真空，C2为50nm厚的金膜(选择以金为例是因为金非常稳定，不易氧化和发生化学反应。其他金属，如铝、银、铂等，只要介电常数的实数部分为负就可以)。实际操作中，纳米量级厚度的金属膜的有效电介质常数可能因为具体制备条件的不同而不同。我们采用Drude公式来描述金的电介质常数：

$\mathrm{\ϵ}\left(\mathrm{\ω}\right)={\mathrm{\ϵ}}^{\∞}-{\mathrm{\Ω}}_p^2/\left[\mathrm{\ω}(\mathrm{\ω}+{\mathrm{i\Γ}}_0)\right]$           (公式5)

这里，ε为金的电介质常数，角频率ω＝2π/λ，ε^∞无限高频率的背景，Ω_p ²为金的等离子频率，Γ₀为衰减参数。拟合600-900nm内的实验测量数据得出ε^∞＝9.75，Ω_p＝2164.5THz，Γ₀＝23.08THz。

实施例1：

本方案采用的方法是，图3中的空间色散系统A采用棱镜，附加光学系统B为一聚焦透镜，实验光路图如图4所示。

图4中的实验装置介绍如下：

系统A为棱镜A1，A1的顶角为β；

系统B为透镜B1，焦距为f；

系统C为表面等离子体共振系统。C1为半柱形棱镜；C2为金薄膜；C3为真空；

入射光1，光谱范围为700-900nm，选择800nm为中心波长，入射到A1的入射角为α；

光线2为从A系统中出射的任一单色光线，假设它的中心波长为λ₀＝800nm，比λ₀短的任一波长为λ₁，比λ₀长的任一波长为λ₂；

光线3为入射到C系统的光线；

光线4为从C系统出射的光线；

P为不同波长的光线2反向延伸相交的等效出发点；

δ为任一波长的出射光线2相对于入射光线1改变的角度；

O位于C1和C2的界面上，并且为光线3激发表面等离子体的点；

θ为任一波长的光线3在棱镜中照射到C1和C2的界面上的入射角；

L₁为P与透镜B1之间的距离；

L₂为透镜B1与O点之间的距离；

本方案中采用光谱范围为700-900nm的入射光1作为光源。光束通过棱镜A1构成的空间色散系统后，不同波长的光线以不同的偏转角度δ出射。为了减小棱镜A1对光的反射损耗，最好采取布儒斯特(brewster)角切割的棱镜，并且光线1进入棱镜A1的入射角α为入射光线中心波长λ₀的布儒斯特角。经过简单计算可知，不同波长的入射光线偏转的角度为：

$\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\λ}\right)=\mathrm{\α}+\arcsin [\sin \left(\mathrm{\β}\right)\sqrt{n{\left(\mathrm{\λ}\right)}^2-{\sin }^2\left(\mathrm{\α}\right)}-\sin \left(\mathrm{\α}\right)\cos \left(\mathrm{\β}\right)]-\mathrm{\β}$       (公式6)

n(λ)为棱镜材料对于不同波长的折射率，玻璃材料的n可以用斯迈尔(sellmeier)公式描述：

$n\left(\mathrm{\λ}\right)=\sqrt{1+\frac{B_1{\mathrm{\λ}}^2}{{\mathrm{\λ}}^2-C_1}+\frac{B_2{\mathrm{\λ}}^2}{{\mathrm{\λ}}^2-C_2}+\frac{B_3{\mathrm{\λ}}^2}{{\mathrm{\λ}}^2-C_3}}$               (公式7)

B₁，B₂，B₃，C₁，C₂，C₃为描述玻璃材料的参数，不同玻璃的具体数值可以从玻璃制造商Schott提供的材料参数中查到。

空间色散之后的不同波长的光线2可以看作是从虚拟的P点发出，选择合适焦距的透镜B1并且调整L₁的距离，使P点成像在表面等离子体共振系统C中的O点。为了减小透镜B1色差引起的焦点的变化，B1可以采用消色差的透镜，或者是镀有宽带高反射膜的各种凹面镜(球面、非球面、或者抛物面等)。假设凹面镜的焦距为f，因为采用了反射结构，避免了折射率色散对焦距的影响。由薄透镜公式：

1/L₁+1/L₂＝1/f              (公式8)

可知L₁/L₂＝(L₁-f)/f，即M＝(L₁-f)/f。不同波长的光线2在经过B系统之后，以不同的角度进入表面等离子体共振系统C。C系统中采用柱面棱镜耦合，使得不同波长的光线3都是以近似0度入射角入射到棱镜C1中，所以光线3在空气和棱镜C1界面上的折射可以忽略。如果光线3不是以近似0度入射角入射到棱镜C1中，光线3在空气和棱镜C1界面上的折射也需要作为考虑因素。

采用图4所示的结构的宽带光谱表面等离子体共振技术的效果被表述在图5中。采用N-SF66玻璃棱镜A1预先补偿表面等离子体共振角度，A1的顶角β＝55.65°，入射光1进入棱镜A1的入射角为α＝62.17°。图5表示了C1为3种不同的玻璃材料的情况，为了表述清楚，我们将偏转角度β和表面等离子体共振角度θ_spr随波长变化的相对变化都移动到0°附近，并且分别表示为Δβ和Δθ_spr。从图4可知Δθ＝MΔβ，则表面等离子共振角度与入射角度的差值为Δθ_spr-MΔβ。图5(a)表示C1为LITHOTEC-CAF2玻璃，根据薄透镜公式选择合适焦距f的透镜B1和长度L₁使得M＝0.47。在LITHOTEC-CAF2玻璃棱镜C1中，中心波长λ₀＝800nm的表面等离子体共振角度θ_spr＝45.60°。λ₁＝700nm和λ₂＝900nm的θ_spr分别为46.21°和45.28°。从图5(a)可见，在补偿之前整个光谱的所需的表面等离子体共振角度与入射角度的差别为0.922°，但是在经过预先补偿后差别减小为0.067°，仅仅为以前的7％。图5(b)表示C1为N-BK7玻璃，根据薄透镜公式选择合适焦距f的透镜B1和长度L₁使得M＝0.39。在N-BK7玻璃棱镜C1中，中心波长λ₀＝800nm的表面等离子体共振角度θ_spr＝42.57°。λ₁＝700nm和λ₂＝900nm的θ_spr分别为43.08°和42.31°。从图5(b)可见，在补偿之前整个光谱的所需的表面等离子体共振角度与入射角度的差别为0.77°，但是在经过预先补偿后差别减小为0.06°，仅仅为以前的8％。图5(c)表示C1为N-SF66玻璃，根据薄透镜公式选择合适焦距f的透镜B1和长度L₁使得M＝0.15。在N-SF66玻璃棱镜C1中，中心波长λ₀＝800nm的表面等离子体共振角度θ_spr＝32.65°。λ₁＝700nm和λ₂＝900nm的θ_spr分别为32.87°和32.56°。从图5(c)可见，在补偿之前整个光谱的所需的表面等离子体共振角度与入射角度的差别为0.31°，但是在经过预先补偿后差别减小为0.04°，仅仅为以前的13％。由图5的示例可见，采用预先补偿的方法使得整个宽带光谱基本上都满足表面等离子体共振的角度要求，实现了宽带光谱表面等离子体共振。

本实施例装置的优点是光强损耗比较小。表面等离子体共振要求入射光强的偏振为p偏振，当p偏振的光在以布儒斯特角通过棱镜的时候，反射损耗几乎是可以忽略的，所以几乎所有的光强都通过了角度预先补偿装置。本实施例仅仅例举了使用一个棱镜的情况，当然采用棱镜的组合也是可以的。而且采用棱镜组合的时候，有可能通过仔细选择棱镜的各个参数来更好的提供角度预先补偿，达到更好的补偿效果。

实施例2：

本实施例的原理依据图3所示，但是空间色散系统A采用的是光栅A2，具体的实验光路图如图6所示。

图6中的实验装置介绍如下：

系统A为光栅A2，光栅常数为d(任意两条刻痕之间的距离)；

系统B为透镜B1，焦距为f；

系统C为表面等离子体共振系统。C1为半柱形棱镜；C2为金薄膜；C3为真空；

入射光1，光谱范围为700-900nm，选择800nm为中心波长，入射到A2的入射角为α；

光线2为从A2系统中出射的任一单色光线，假设它的中心波长为λ₀＝800nm，比λ₀短的任一波长为λ₁，比λ₀长的任一波长为λ₂；

光线3为入射到C系统的光线；

光线4为从C系统出射的光线；

点P为不同波长的光线1与光线2在光栅A2上的交点；

δ为任一波长的出射光线2相对于光栅A2法线的衍射角；

O位于C1和C2的界面上，并且为光线3激发表面等离子体的点；

θ为任一波长的光线3在棱镜中照射到C1和C2的界面上的入射角；

L₁为P与透镜B1之间的距离；

L₂为透镜B1与O点之间的距离；

本实施例与实施例1类似，但是空间色散系统A由光栅A1构成。当波长为λ的光线以入射角α照射到光栅常数为d的光栅上，并且以角度β衍射，根据光栅公式

d(sin(α)+sin(β))＝mλ           (公式9)

这里m为衍射级次。将公式9两边微分可以得到：

$\∂\mathrm{\δ}=\frac{m}{d\cos \left(\mathrm{\β}\right)}\∂\mathrm{\λ}$ (公式10)

与棱镜相比，光栅通常可以具有更高的分光能力。从公式9可知，光栅的分光能力与光栅常数d有关，而且d可以人为设计，具有很大的自由度。为了预先补偿宽光谱表面等离子体共振的角度差别，通常并不需要光栅具有很大的分光能力，所以在宽光谱表面等离子体共振系统中用到的光栅                                                                                                                                      A2的光栅常数d不宜过小。作为示例，采用newport的目录号码为53-＊-426R的光栅，光栅的参数为：d为1/150mm，一阶标称波长为800nm，闪耀角度为3.4°。与实施例1类似，我们将采用此光栅预先补偿的，C1采用LITHOTEC-CAF2、N-BK7、N-SF66玻璃半柱形棱镜耦合的表面等离子体共振系统的色散曲线分别表示在图7(a)、7(b)和7(c)中。

采用图6所示的结构的宽带光谱表面等离子体共振技术的效果被表述在图7中。采用如前所述的光栅A2预先补偿表面等离子体共振角度，入射光1照到光栅A2的入射角为0°。图7表示了C1为3种不同的玻璃材料的情况，为了表述清楚，我们将衍射角度β和表面等离子体共振角度θ_spr随波长变化的相对变化都移动到0°附近，并且分别表示为Δβ和Δθ_spr。从图6可知Δθ＝-MΔβ，则表面等离子共振角度与入射角度的差值为Δθ_spr+MΔβ。图7(a)表示C1为LITHOTEC-CAF2玻璃，根据薄透镜公式选择合适焦距f的透镜B1和长度L₁使得M＝0.51。在LITHOTEC-CAF2玻璃棱镜C1中，中心波长λ₀＝800nm的表面等离子体共振角度θ_spr＝45.60°。λ₁＝700nm和λ₂＝900nm的θ_spr分别为46.21°和45.28°。从图7(a)可见，在补偿之前整个光谱的所需的表面等离子体共振角度与入射角度的差别为0.92°，但是在经过预先补偿后差别减小为0.16°，仅仅为以前的17％。图7(b)表示C1为N-BK7玻璃，根据薄透镜公式选择合适焦距f的透镜B1和长度L₁使得M＝0.42。在N-BK7玻璃棱镜C1中，中心波长λ₀＝800nm的表面等离子体共振角度θ_spr＝42.57°。λ₁＝700nm和λ₂＝900nm的θ_spr分别为43.08°和42.31°。从图7(b)可见，在补偿之前整个光谱的所需的表面等离子体共振角度与入射角度的差别为0.77°，但是在经过预先补偿后差别减小为0.15°，为以前的19％。图7(c)表示C1为N-SF66玻璃，根据薄透镜公式选择合适焦距f的透镜B1和长度L₁使得M＝0.17。在N-SF66玻璃棱镜C1中，中心波长λ₀＝800nm的表面等离子体共振角度θ_spr＝32.65°。λ₁＝700nm和λ₂＝900nm的θ_spr分别为32.87°和32.56°。从图7(c)可见，在补偿之前整个光谱的所需的表面等离子体共振角度与入射角度的差别为0.31°，但是在经过预先补偿后差别减小为0.07°，为以前的23％。由图7的示例可见，采用光栅预先补偿的方法，可使整个宽带光谱满足表面等离子体共振的角度差别明显减小，实现了宽带光谱表面等离子体共振。

本装置采用光栅来提供宽光谱表面等离子体共振的角度预先补偿。但是从公式9和10可知，当d>>λ的时候，偏转角度的变化与波长的变化基本上是线性关系。所以在表面等离子体的共振角度随波长的变化近似为线性关系的时候，用光栅可以达到比较好的补偿效果。本实施例仅仅举例了使用一个光栅的情况，当然采用光栅的组合也是可以的。而且采用光栅组合的时候，有可能通过仔细选择光栅的各个参数来更好的提供角度预先补偿，达到更好的补偿效果。

实施例3：

本实施例的原理依据图3所示，但是空间色散系统A采用的是光栅对G1-G2，具体的实验光路图如图8所示。

图8中的实验装置介绍如下：

系统A为光栅对G1和G2，光栅常数为d(任意两条刻痕之间的距离)，光栅对G1与G2之间的距离为b；

系统B为透镜B1，焦距为f；

系统C为表面等离子体共振系统。C1为半径为R的半柱形棱镜；C2为金薄膜；C3为真空；

入射光1，光谱范围为700-900nm，选择800nm为中心波长，从N点入射到光栅G1，入射角为α；

光线2为从A2系统中出射的任一单色光线，假设它的中心波长为λ₀＝800nm，比λ₀短的任一波长为λ₁，比λ₀长的任一波长为λ₂；

光线3为入射到C系统的光线；光线4为从C系统出射的光线；

点P₀，P₁，P₂为不同波长光线2与其传播垂直方向上的交点；

O位于C1和C2的界面上，并且为光线3激发表面等离子体的点；

θ为任一波长的光线3在棱镜中照射到C1和C2的界面上的入射角；

本实施例不仅可以提供实施例1和2类似的角度预先补偿。而且可以提供可调节的群延时补偿(例如当群延时调节采用光栅对实现，根据公式12可知，可以通过调节光栅参数b，光栅对之间的距离d，以及光线的入射角度来调节群延时)。当采用的光源为超短脉冲，例如脉冲宽带为飞秒量级的光源，超短脉冲在介质中传播会因为介质的色散而展宽。脉冲的展宽情况通常是由群速度色散(GVD)或者更高阶的色散决定的。群速度色散造成和群延迟色散(GDD)。要想使系统对脉冲的展宽比较小，应尽量使系统的GDD接近0。因为空间色散与GVD通常具有一定的关系，所以可以通过适当的光学设计，使本宽光谱表面等离子体共振系统能够同时兼顾空间色散和GDD匹配的要求。

群延时的控制是通过光栅对、棱镜对、或者它们的组合实现的。群延时的控制是通过控制使用器件的参数(光栅参数、棱镜的折射率色散)、它们之间的相对距离、以及光线的入射角实现的。

如图8所示，光线1以入射角α从N点照射到光栅G1上，不同波长的光线以不同的衍射角β离开光栅G1并且照射到光栅G2上。光栅G2与G1平行放置，它们之间的垂直距离为b。在被光栅G2再次衍射之后，不同波长的光线2以与入射光线1平行的方向出射。但是不同波长光线的横向位置不同。由图8可知：

NP₀＝b/cos(β)sin(α+β)      (公式11)

当波长由λ₀变为λ₂时，光线之间的横向位移为NP₂-NP₀，将它记做Δx，则光线在通过焦距为f的透镜聚焦后，在f>>Δx的情况下，光线与中心波长之间的夹角为Δδ＝-Δx/f。此处的透镜假设为薄透镜，忽略由它造成的GDD。在实际操作中可以根据实际采用的透镜的厚度，并且通过调节光栅对G1-G2来补偿它的GDD。光栅对的GDD可以表示为

${\mathrm{GDD}}_{\mathrm{gr}}=\frac{{\∂}^2\mathrm{\Ψ}}{{\∂\mathrm{\ω}}^2}{|}_{{\mathrm{\ω}}_1}=-\frac{{\mathrm{\λ}}_1}{{2\mathrm{\πc}}^2}{\left(\frac{{\mathrm{\λ}}_1}{d}\right)}^2\left(\frac{b}{{\cos }^3\mathrm{\β}\left({\mathrm{\λ}}_1\right)}\right)$             (公式12)

公式12中，Ψ为频率为ω₁的相位变化。可见光栅对的GDD_gr与光栅之间的距离b成正比，并且数值为负值。不同波长的光线3进入匹配棱镜后，传播距离R到达O点。光线3在玻璃中传播距离R引起的GDD为

${\mathrm{GDD}}_{\mathrm{gl}}={\mathrm{GVD}}_{\mathrm{gl}}\·R=\frac{\mathrm{\λR}}{{2\mathrm{\πc}}^2}\left({\mathrm{\λ}}^2\frac{{\∂}^{2}n}{{\∂\mathrm{\λ}}^2}\right)$ (公式13)

光在玻璃中的GDD_gl为正值，并且与传播的距离成正比。所以可以用光栅对的GDD_gr预先补偿玻璃的GDD_gl。

作为示例，光栅对采用与实施例2一样的光栅，光栅的参数为：d为1/150mm，一阶标称波长为800nm，闪耀角度为3.4°。C1采用N-BK7玻璃半柱形棱镜耦合的表面等离子体共振系统的角度补偿和GDD补偿的曲线分别表示在图9(a)和9(b)中。实验装置采用的各个参数如下，光栅对间距b＝42mm，透镜B1焦距f＝100mm，耦合棱镜C1半径R＝20mm。取中心波长λ₀＝800nm，其他波长相对于中心的角度被表示在图9(a)。可见采用棱镜对补偿之前表面等离子体共振角度失配为0.74°，但是补偿之后减小到0.14°，减小了81％。光在光栅对和玻璃棱镜中的GDD被表示在图9(b)。可见光在光栅对中的GDD为负值，在玻璃中的GDD为正值。两者相互抵消，在中心波长附近的GDD接近于0。

本实施例例举了使用光栅对预先补偿宽光谱表面等离子体共振系统，使得共振角度和群色散GDD同时获得补偿。预先补偿的装置也可以采用棱镜对来组成，例如图10所示的装置，预先补偿装置A由图9中的光栅对替换为图10中的棱镜对。光栅的空间色散为近似的线性关系，采用棱镜空间色散系统可以期望获得更好的角度预先补偿效果。而且，本宽光谱表面等离子体共振系统可以很方便的扩充来实现一些附加功能。因为所有实施例中不同波长的空间位置不同，可以通过在光路中添加脉冲整形装置(例如变形镜，在图10中用S表示)来控制不同波长的相位和脉冲的形状。从而达到用特殊脉冲波形激发表面等离子体共振的目的。

本领域技术人员显然可以认识到，本发明并不拘泥于某种特定的特定波长的光，预先补偿方法或者组合。我们提供了一种使宽带光谱同时产生表面等离子体共振的方法。如果光源为超短脉冲，不同波长到达表面等离子体共振点的群延迟或者相位都可以调节。

Claims (3)

1.一种实现宽带光谱表面等离子体共振的方法，其特征在于该方法是通过预先补偿宽带光谱中不同频率的光线的入射角实现宽光谱表面等离子体共振的，所述方法如下：首先宽带光谱光线进入空间色散系统后，不同波长的光线以不同的空间位置从所述空间色散系统中出射，之后进入附加光学系统，该系统针对进入的光线，调节其光路并提供合适的匹配角度，使通过附加光学系统的不同波长的光线以不同的入射角入射到表面等离子体共振系统中，即使不同波长的光线能够同时满足表面等离子体共振的条件，从而产生宽带光谱表面等离子体共振。

2.根据权利要求1所述的一种实现宽带光谱表面等离子体共振的方法，其特征在于所述的空间色散系统中采用棱镜、或是光栅、或是前述元件的组合作为色散元件，以便能够在空间位置上分离不同频率的光线。

3.根据权利要求1所述的一种实现宽带光谱表面等离子体共振的方法，其特征在于所述的附加光学系统中至少包含透镜、或者是平面或凹面反射镜，以调节不同频率的光线的入射角。

Images