纳米半球壳结构光学调谐特性分析_张兴坊

２０１５年１１月四川大学学报（自然科学版）Ｎｏｖ．２０１５第５２卷　第６期Ｊｏｕｒｎａｌ　ｏｆ　Ｓｉｃｈｕａｎ　Ｕｎｉｖｅｒｓｉｔｙ（Ｎａｔｕｒａｌ　Ｓｃｉｅｎｃｅ　Ｅｄｉｔｉｏｎ）Ｖｏｌ．５２　Ｎｏ．６ｄｏｉ：１０３９６９／ｊ．ｉｓｓｎ．０４９０－６７５６．２０１５．１１．０２３纳米半球壳结构光学调谐特性分析张兴坊，闫　昕，刘凤收（枣庄学院光电工程学院，枣庄２７７１６０）摘　要：利用离散偶极近似法，理论研究了颗粒几何结构参数和物理特性对金纳米半球壳颗粒消光特性的影响．结果表明，随着壳层厚度的增大，消光共振波长先发生蓝移而后再红移，共振波长转向时对应的壳层厚度随内核材料及外界环境介电常数和颗粒间距的增大而增大．利用等离激元杂化理论和相位延迟效应对该现象进行了解释．关键词：纳米颗粒；半球壳；等离激元杂化；壳层厚度；波长调谐中图分类号：Ｏ４３３．５ 文献标识码：Ａ 文章编号：０４９０－６７５６（２０１５）０６－１３１３－０５收稿日期：２０１４－５－８基金项目：国家自然科学基金（１１２４７２３７）；山东省科技发展计划项目（２０１３ＧＧＡ０４０２１）；山东省高校科技计划（Ｊ１３ＬＮ０７）；枣庄科技计划（２０１３４３）；枣庄学院博士科研基金资助作者简介：张兴坊（１９８１－），男，博士，讲师，从事金属纳米材料光学研究．Ｅ－ｍａｉｌ：ｚｘｆ４１１４＠１２６．ｃｏｍＴｕｎａｂｌｅ　ｏｐｔｉｃａｌ　ｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓ　ｏｆ　ｇｏｌｄ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏｐａｒｉｃｌｅｓＺＨＡＮＧ　Ｘｉｎｇ－Ｆａｎｇ，ＹＡＮ　Ｘｉｎ，ＬＩＵ　Ｆｅｎｇ－Ｓｈｏｕ（Ｃｏｌｌｅｇｅ　ｏｆ　Ｏｐｔｏｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓ　Ｅｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ，Ｚａｏｚｈｕａｎｇ　Ｕｎｉｖｅｒｓｉｔｙ，Ｚａｏｚｈｕａｎｇ　２７７１６０，Ｃｈｉｎａ）Ａｂｓｔｒａｃｔ：Ｔｈｅ　ｏｐｔｉｃａｌ　ｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓ　ｏｆ　ｇｏｌｄ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏｐａｒｔｉｌｃｅｓ　ｗｉｔｈ　ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ　ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓｓｅｓ，ｐｈｙｓｉ－ｃａｌ　ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ　ａｎｄ　ｉｎｔｅｒ－ｐａｒｔｉｃｌｅ　ｓｅｐａｒａｔｉｏｎｓ　ａｒｅ　ｔｈｅｏｒｅｔｉｃａｌｌｙ　ｓｔｕｄｉｅｄ　ｂｙ　ｄｉｓｃｒｅｔｅ　ｄｉｐｏｌｅ　ａｐｐｒｏｘｉｍａｔｉｏｎｍｅｔｈｏｄ．Ｔｈｅ　ｎｕｍｅｒｉｃａｌ　ｒｅｓｕｌｔｓ　ｓｈｏｗ　ｔｈａｔ　ｔｈｅ　ｅｘｔｉｎｃｔｉｏｎ　ｒｅｓｏｎａｎｃｅ　ｗａｖｅｌｅｎｇｔｈ　ｏｆ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅｉｓ　ｆｉｒｓｔ　ｂｌｕｅ－ｓｈｉｆｔｅｄ　ａｎｄ　ｔｈｅｎ　ｒｅｄ－ｓｈｉｆｔｅｄ　ａｓ　ｔｈｅ　ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓｓ　ｉｎｃｒｅａｓｅｓ，ｔｈｅ　ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓｓ　ｃｏｒｒｅｓｐｏｎｄ－ｉｎｇ　ｔｏ　ｒｅｓｏｎａｎｃｅ　ｗａｖｅｌｅｎｇｔｈ　ｓｈｉｆｔｉｎｇ　ｔｏ　ｏｐｐｏｓｉｔｅ　ｄｉｒｅｃｔｉｏｎ　ｉｎｃｒｅａｓｅｓ　ｗｉｔｈ　ｔｈｅ　ｉｎｃｒｅａｓｅ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃｃｏｎｓｔａｎｔｓ　ｏｆ　ｉｎｎｅｒ　ｃｏｒｅ　ｍａｔｅｒｉａｌ　ａｎｄ　ｅｍｂｅｄｄｉｎｇ　ｍｅｄｉｕｍ　ａｎｄ　ｗｉｔｈ　ｔｈａｔ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｉｎｔｅｒ－ｐａｒｔｉｃｌｅ　ｓｅｐａｒａｔｉｏｎ　ｂｅ－ｔｗｅｅｎ　ｔｗｏ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅｓ．Ｔｈｅ　ｓｈｉｆｔ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｒｅｓｏｎａｎｃｅ　ｗａｖｅｌｅｎｇｔｈ　ｉｓ　ａｓｃｒｉｂｅｄ　ｔｏ　ｔｈｅ　ｍｕｔｕａｌ　ｉｎ－ｔｅｒａｃｔｉｏｎｓ　ｂｅｔｗｅｅｎ　ｐｌａｓｍｏｎ　ｈｙｂｒｉｄｉｚａｔｉｏｎ　ａｎｄ　ｐｈａｓｅ　ｒｅｔａｒｄａｔｉｏｎ．Ｔｈｅ　ｐｌａｓｍｏｎ　ｈｙｂｒｉｄｉｚａｔｉｏｎ　ｐｌａｙｓ　ａｎ　ｉｍ－ｐｏｒｔａｎｔ　ｒｏｌｅ　ａｓ　ｔｈｅ　ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓｓ　ｉｓ　ｔｈｉｎ，ａｓ　ｔｈｅ　ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓｓ　ｇｅｔｓ　ｔｈｉｃｋｅｒ，ｐｈａｓｅ　ｒｅｔａｒｄａｔｉｏｎ　ｅｆｆｅｃｔｗｉｌｌ　ｂｅｃｏｍｅ　ｓｉｇｎｉｆｉｃａｎｔ．Ｋｅｙ　ｗｏｒｄｓ：Ｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅ；Ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ；Ｐｌａｓｍｏｎ　ｈｙｂｒｉｄｉｚａｔｉｏｎ；Ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓｓ；Ｗａｖｅｌｅｎｇｔｈ　ｔｕｎｉｎｇ１　引　言金属纳米颗粒具有的奇特局域表面等离激元共振（Ｌｏｃａｌｉｚｅｄ　Ｓｕｒｆａｃｅ　Ｐｌａｓｍｏｎ　Ｒｅｓｏｎａｎｃｅ，ＬＳＰＲ）特性，使其在光学成像［１］、太阳能电池［２］、生物传感［３］、等离子体光学波导［４］等方面具有重要的应用前景．其中，核壳形纳米颗粒因其宽波段的ＬＳＰＲ波长可调谐性质，近年来备受人们关注［５－１２］．按照壳层金属材料包覆介质内核程度的不同，核壳颗粒又可分为完整球壳（ｎａｎｏｓｈｅｌｌ）和半球壳（ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ）形两类，而后者又是纳米帽（ｎａｎｏｃａｐ）［５］、纳米杯（ｎａｎｏｃｕｐ）［６］、纳米月牙（ｎａｎｏｃｒｅｓｃｅｎｔ）［７］等多种类型球壳的总称，其ＬＳＰＲ均可通过改变其几何结构尺寸或物理参量来调控，而且，相比完整球壳颗粒，半球壳颗粒由于其表面形貌的非对称性，还产生了许多新的性质．　四川大学学报（自然科学版）　第５２卷Ｍｉｃｈａｅｌ　Ｃｏｒｔｉｅ等［８］对具有不同形貌的金纳米半球壳颗粒进行了理论研究，发现随着颗粒内径增大、表面粗糙度增加，其消光共振波长向长波长方向移动．Ａｂｂａｓ　Ｉ　Ｍａａｒｏｏｆ等人［９］研究了激发光入射角度、偏振方向等对银半球壳透射光谱的影响，指出颗粒数目越多、入射光方向与半球壳轴线夹角越小，其消光共振波长越红移．Ｊｉｎｇｑｕａｎ　Ｌｉｕ等［１０］实验制备了不同内径（５０－４００ｎｍ）但壳层厚度相同的金空心半球壳颗粒并解释了其光学性质，ＪｉａｎＹｅ等对由不同金属材料构成的纳米半球壳颗粒进行了详细研究，给出了其不同消光共振波长的激发模式［１１］，同时指出当金属壳层包覆内核的面积比率为０．６２５时共振波长最大［１２］，并用等离激元杂化理论进行了解释［１３］．尽管目前对于金属纳米半球壳颗粒的光学性质已有较多研究，但多集中于对厚度较薄颗粒ＬＳＰＲ性质的研究．本文将以金纳米半球壳颗粒为研究对象，数值模拟壳层厚度对颗粒光学性质的影响，分析内核材料、外界环境和颗粒间距与ＬＳＰＲ波长的关系，并对其波长演变规律进行理论解释．２　理论模型纳米半球壳颗粒形貌及分布有多种，图１为一种具有简单几何形状的纳米半球壳颗粒模型．该模型中颗粒为同心球壳结构，内、外半径分别为ｒ１、ｒ２，壳层厚度ｄ＝ｒ２－ｒ１，相邻颗粒间的中心距离为Ｌ．内核材料、壳层金属及周围环境的介电常数分别为ε１、ε２和ε０．当颗粒内核材料的介电常数ε１＝１时，表示颗粒为空心结构．壳层材料一般为贵金属，其介电常数ε２与入射光频率有关，文献［１４］给出了几种块体金属材料折射率的实验结果．对于球壳、环状等金属层厚度通常远小于电子平均自由程的纳米颗粒来说，ε２的值还与颗粒的几何尺寸有关，因此在讨论其光学性质时还需要对其介电常数进行尺寸修正．一般，颗粒尺寸对ε２的虚部影响较大，颗粒尺寸越小其数值越大，但其对ε２的实部则几乎无影响．在本文中我们只对颗粒的ＬＳＰＲ波长感兴趣，而ＬＳＰＲ波长通常只与介电常数的实部有关，因此，我们在对球壳光学性质进行模拟计算时，将不再对金属介电常数ε２进行尺寸修正，其数据直接取自实验结果［１４］．入射光垂直照射到半球壳颗粒表面，偏振方向与颗粒球心连线平行，如图１所示．图１　纳米半球壳颗粒模型示意图Ｆｉｇ．１　Ｇｅｏｍｅｔｒｉｃａｌ　ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ　ｏｆ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅｓ由于纳米半球壳颗粒形状的非规则性，我们将采用离散偶极近似（Ｄｉｓｃｒｅｔｅ　Ｄｉｐｏｌｅ　Ａｐｐｒｏｘｉｍａ－ｔｉｏｎ，ＤＤＡ）法［１５］来模拟其光学性质．该方法原则上可对任意形状及尺寸的纳米颗粒的吸收、散射及消光性质进行计算，是目前研究纳米颗粒光学性质的有效理论工具之一．其基本思想是将纳米颗粒视作由许多偶极子构成的集合体，每个偶极子的极化强度取决于其它偶极子与入射光波在此位置产生的总电场，通过求解每个偶极子的极化状态，就可以得到纳米颗粒的光学性质．一般，颗粒消光系数的表达式为：Ｃｅｘｔ＝４πｋＥ０２∑Ｎｊ＝１Ｉｍ（Ｅ＊ｉｎｃ，ｊ·Ｐｊ）其中，Ｅｉｎｃ，ｊ和Ｐｊ均为３　Ｎ维矢量，分别为第ｊ个偶极子处的入射电场强度和偶极子的极化强度，Ｎ为颗粒所包含的偶极子个数，Ｅ０为入射电场强度．３　结果与讨论首先讨论壳层厚度对半球壳颗粒光学性质的影响，图２（ａ）为采用ＤＤＡ方法得到的内核尺寸为１００ｎｍ，壳层厚度ｄ分别为１０ｎｍ、２０ｎｍ、２５ｎｍ和３０ｎｍ的金纳米空心半球壳颗粒处于空气环境时的消光光谱．由图可见，当壳层厚度为１０ｎｍ时，在波长约９１０ｎｍ处产生了一个强烈的消光光谱共振峰，随着壳层厚度的增大，颗粒消光共振波长向短波长方向移动，当壳层厚度为２５ｎｍ时，颗粒的消光共振波长移动至约８５０ｎｍ处，但当壳层厚度继续增大时，其共振波长却向长波长方向移动，壳层厚度为３０ｎｍ时其共振波长为８６０ｎｍ．表明在内核尺寸一定的情况下，单个金纳米半球壳颗粒的ＬＳＰＲ波长随着壳层厚度的增大先蓝移后红移．其原因为，半球壳颗粒的表面等离激元共振可视为由振动频率为ωｓ的完整球壳和振动频率为ωｈ的纳米孔（ｎａｎｏｈｏｌｅ）杂化而成（见图２（ｂ））［１６］，杂化导致两个新的振动模式ωｓ＋和ωｓ－的产生，其频率由４１３１第６期张兴坊，等：纳米半球壳结构光学调谐特性分析　振动频率ωｓ、ωｈ和两者的杂化程度决定，厚度越大杂化程度越弱，ＬＳＰＲ波长越蓝移．当壳层厚度增大时，球壳的ＬＳＰＲ波长蓝移，ωｓ变大，同时ωｈ也变大［１７］，并且，ωｓ和ωｈ间的杂化效应也随之减弱，导致半球壳颗粒的振动频率ωｓ＋和ωｓ－均变大，即半球壳颗粒ＬＳＰＲ波长随壳层厚度增大而发生蓝移．但是，随着壳层厚度的继续增大，相位延迟效应对ＬＳＰＲ的影响也将逐渐显现出来．颗粒尺寸越大，相位延迟对ＬＳＰＲ的影响也越大，其使得球壳外表面和纳米孔表面参与集体振荡的有效电子数减少，ωｓ、ωｈ均变小，ＬＳＰＲ波长红移．因此，对于纳米半球壳颗粒来说，当壳层厚度增大时，如果杂化效应对ＬＳＰＲ波长蓝移的影响大于相位延迟效应对波长红移的影响，则ＬＳＰＲ波长蓝移，反之ＬＳＰＲ波长红移．共振波长转向时对应的壳层厚度即为两种效应作用平衡时的结果．图３（ａ）为外界环境变化时（ε０＝１、２、３），金纳米空心半球壳颗粒（ｒ１＝１００ｎｍ）的ＬＳＰＲ波长与壳层厚度的关系．由图可见，当外界环境介电常数增大时，同等尺寸颗粒消光共振波长红移，且共振（ａ）Ｅｘｔｉｎｃｔｉｏｎ　ｓｐｅｃｔｒａ（ｂ）Ｐｌａｓｍｏｎ　ｈｙｂｒｉｄｉｚａｔｉｏｎ图２　纳米半球壳颗粒消光光谱随壳层厚度的变化曲线及共振频率杂化模式Ｆｉｇ．２　Ｅｘｔｉｎｃｔｉｏｎ　ｓｐｅｃｔｒａ　ｏｆ　ａ　ｇｏｌｄ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏｐ－ａｒｔｉｃｌｅ　ｗｉｔｈ　ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ　ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓｓｅｓ　ａｎｄ　ｅｎ－ｅｒｇｙ　ｌｅｖｅｌ　ｄｉａｇｒａｍ　ｏｆ　ｐｌａｓｍｏｎ　ｈｙｂｒｉｄｉｚａｔｉｏｎ（ａ）Ｅｘｔｉｎｃｔｉｏｎ　ｓｐｅｃｔｒａ　ｆｏｒ　ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ　ｅｎｖｉｒｏｎｍｅｎｔ（ｂ）Ｅｘｔｉｎｃｔｉｏｎ　ｓｐｅｃｔｒａ　ｗｉｔｈ　ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ　ｉｎｎｅｒ　ｃｏｒｅ　ｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃ　ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ图３　处于不同周围环境和内核材料填充不同介质的金纳米半球壳颗粒的消光光谱共振波长随壳层厚度的变化曲线Ｆｉｇ．３　Ｅｘｔｉｎｃｔｉｏｎ　ｒｅｓｏｎａｎｃｅ　ｗａｖｅｌｅｎｇｔｈｓ　ｏｆ　ａ　ｇｏｌｄｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅ　ｗｉｔｈ　ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ　ｄｉｅｌｅｃ－ｔｒｉｃ　ｃｏｎｓｔａｎｔｓ　ｏｆ　ｅｍｂｅｄｄｉｎｇ　ｍｅｄｉｕｍ　ｏｒ　ｉｎｎｅｒｃｏｒｅ　ｍａｔｅｒｉａｌｓ　ａｓ　ａ　ｆｕｎｃｔｉｏｎ　ｏｆ　ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓｓ波长由蓝移到红移转向时对应的壳层厚度也增大，由ε０＝１时的２５ｎｍ增大到ε０＝３时的３６ｎｍ．这是因为，当外界环境介电常数增大时，在半球壳颗粒外表面集体振荡的有效电子数将减少，导致ωｓ和ωｈ均减小，因而在壳层厚度较小时杂化效应引起ＬＳＰＲ波长相对红移，在厚度较大时相位延迟引起ＬＳＰＲ也相对红移．同时，在壳层厚度较小时，颗粒ＬＳＰＲ波长随外界环境介电常数增大而相对红移，要使其蓝移，则需要更大的壳层厚度值使杂化效应变小，因而引起共振波长转向时的壳层厚度也随之增大．图３（ｂ）给出了处于空气中的金纳米半球壳颗粒的内核材料介电常数分别为１、２、３时，其ＬＳＰＲ波长与壳层厚度的变化关系．由图可见，随着内核材料介电常数的增大，当壳层厚度小于２５ｎｍ时半球壳颗粒的消光共振波长红移，在大于５１３１　四川大学学报（自然科学版）　第５２卷４０ｎｍ时几乎无变化，而且，共振波长转向时对应的壳层厚度也随着增大．内核介电常数的增大将引起颗粒内表面集体振荡电子数的减少，导致ωｈ减小和ωｓ不同程度的变化，厚度较小时ωｓ变小厚度较大时ωｓ不变化．因而，当厚度较小时，杂化引起ＬＳＰＲ波长相对红移，但在壳层厚度较大时，波长红移几乎不可见．由于在壳层厚度较小时的相对红移，内核材料介电常数越大，则使其蓝移所需的壳层厚度也越大，导致转向时的壳层厚度也相对增大．当颗粒之间的距离较近形成颗粒二聚体时，此时壳层厚度对金纳米空心半球壳颗粒二聚体光学性质的影响如图４（ａ）所示．该二聚体中颗粒之间的中心距离固定为２７５ｎｍ，颗粒内核尺寸ｒ１为１００ｎｍ，壳层厚度ｄ分别取为５、１０、１５和２５ｎｍ，周围环境为空气．由图可见，当壳层厚度由５ｎｍ增大１０ｎｍ时，颗粒二聚体的消光共振峰向短波长方向移动，而壳层厚度继续增大时，消光共振峰又转向长波长方向移动，由１０ｎｍ时的约９９０ｎｍ移动到２５ｎｍ时的１２００ｎｍ附近．颗粒二聚体体系也存在着随壳层厚度的增大ＬＳＰＲ波长先蓝移后红移的现象．实际上，对于我们设定的纳米半球壳颗粒二聚体体系来说，两个颗粒之间的中心距离几乎接近于单个颗粒的几何尺寸，间隙也分别仅有６５ｎｍ、５５ｎｍ、４５ｎｍ和２５ｎｍ，远远小于入射波长．此时的颗粒将不仅受到入射光场的作用，还受到邻近的另一颗粒激发的电场的作用，其光学性质必然与颗粒单独存在时不同．我们从图３（ａ）与图４（ａ）对壳层厚度均为２５ｎｍ时的单个半球壳及其二聚体的消光光谱中可以看出，颗粒二聚体的消光光谱峰在波长１２００ｎｍ附近，而单个颗粒的消光光谱峰则在约８５０ｎｍ处，峰位明显红移，而且转向时对应的壳层厚度也变小．这是因为，对于间隙较小的纳米半球壳二聚体来说，其等离激元共振应视为由两个振动频率均为ωｓ－的半球壳杂化而成，杂化导致两个新的振动模式ωｓ－＋和ωｓ－－，其频率亦由振动频率ωｓ－和杂化程度决定（见图４（ｂ）），很明显两个半球壳颗粒杂化后的ωｓ－－比颗粒单独存在时的ωｓ－频率小．而对于颗粒二聚体，当壳层厚度增大时，单个半球壳的ωｓ－变大，ＬＳＰＲ波长蓝移；但壳层厚度增大时亦引起颗粒间隙变小，导致两个半球壳ωｓ－间的杂化程度增强，间隙越小杂化程度越强，ＬＳＰＲ波长越向长波长方向移动，红移速率与颗粒间距同颗粒尺寸之比成负指数关系［１８］．同时，相位延迟效应对ＬＳＰＲ波长也有红移作用．总的来说，颗粒间距减小导致的杂化效应与壳层厚度变大导致的相位延迟对ＬＳＰＲ波长红移的总贡献大于壳层厚度增大导致的单个颗粒杂化效应对其蓝移贡献时，半球壳颗粒二聚体的ＬＳＰＲ波长发生红移，反之则蓝移．由于半球壳二聚体比孤立颗粒多了颗粒间的杂化效应对ＬＳＰＲ的红移因素，因而，当壳层厚度增大时，半球壳二聚体转向时对应的壳层厚度相对减小．（ａ）Ｅｘｔｉｎｃｔｉｏｎ　ｓｐｅｃｔｒａ　ｏｆ　ｇｏｌｄ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｄｉｍｅｒｓ（ｂ）Ｐｌａｓｍｏｎ　ｈｙｂｒｉｄｉｚａｔｉｏｎ　ｏｆ　ｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅ　ｄｉｍｅｒｓ图４　金纳米半球壳二聚体体系的消光光谱随壳层厚度的变化曲线及体系杂化模式Ｆｉｇ．４　Ｅｘｔｉｎｃｔｉｏｎ　ｓｐｅｃｔｒａ　ｗｉｔｈ　ｖａｒｉｏｕｓ　ｓｈｅｌｌ　ｔｈｉｃｋｎｅｓ－ｓｅｓ　ａｎｄ　ｅｎｅｒｇｙ　ｌｅｖｅｌ　ｄｉａｇｒａｍ　ｏｆ　ｐｌａｓｍｏｎ　ｈｙ－ｂｒｉｄｉｚａｔｉｏｎ　ｆｏｒ　ｇｏｌｄ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅ　ｄｉ－ｍｅｒｓ当颗粒周围附近存在多个颗粒时，颗粒间的杂化效应将不再仅仅局限于两个颗粒间，此时，颗粒的光学性质将由邻近的多个颗粒激发的电场与入射光场共同决定．对这种由多个颗粒构成的体系来说，ＤＤＡ方法对其光学性质的模拟将变的非常困难．但根据等离激元杂化理论与相位延迟效应可预知，颗粒数目越多、颗粒间距越小，则颗粒间杂化效应越强烈，光谱峰位越红移，颗粒转向时对应的壳层厚度也越小．６１３１第６期 张兴坊，等：纳米半球壳结构光学调谐特性分析　４　结　论采用ＤＤＡ方法，研究了壳层厚度对金纳米半球壳颗粒光学性质的影响，分析了内核材料和外界环境的介电常数及颗粒间距与ＬＳＰＲ波长的关系．结果表明，颗粒的ＬＳＰＲ波长对壳层厚度极为敏感，随着壳层厚度的增大，颗粒的ＬＳＰＲ波长先蓝移后再红移，转向时对应的壳层厚度随内核材料和外界环境介电常数的增大而增大，随颗粒间距的减小而减小．利用等离激元杂化理论和相位延迟效应分别对ＬＳＰＲ波长移动规律进行了解释．参考文献：［１］　Ｒｕｅｍｍｅｌｅ　Ｊ　Ａ，Ｈａｌｌ　Ｗ　Ｐ，Ｒｕｖｕｎａ　Ｌ　Ｋ，ｅｔ　ａｌ．Ａｌｏｃａｌｉｚｅｄ　ｓｕｒｆａｃｅ　ｐｌａｓｍｏｎ　ｒｅｓｏｎａｎｃｅ　ｉｍａｇｉｎｇ　ｉｎｓｔｒｕ－ｍｅｎｔ　ｆｏｒ　ｍｕｌｔｉｐｌｅｘｅｄ　ｂｉｏｓｅｎｓｉｎｇ［Ｊ］．Ａｎａｌｙｔｉｃａｌｃｈｅｍｉｓｔｒｙ，２０１３，８５（９）：４５６０．［２］　Ｂａｉ　Ｙ　Ｍ，Ｗａｎｇ　Ｊ，Ｃｈｅｎ　Ｎ　Ｆ，ｅｔ　ａｌ．Ｄｉｐｏｌａｒ　ａｎｄｑｕａｄｒｕｐｏｌａｒ　ｍｏｄｅｓ　ｏｆ　ＳｉＯ２／Ａｕ　ｎａｎｏｓｈｅｌｌ　ｅｎｈａｎｃｅｄｌｉｇｈｔ　ｔｒａｐｐｉｎｇ　ｉｎ　ｔｈｉｎ　ｆｉｌｍ　ｓｏｌａｒ　ｃｅｌｌｓ［Ｊ］．ＣｈｉｎｅｓｅＰｈｙｓｉｃｓ　Ｌｅｔｔｅｒｓ．２０１１，２８（８）：０８７３０６［３］　郝鹏，吴一辉，张平．纳米金表面修饰与表面等离子体共振传感器的相互作用研究［Ｊ］．物理学报，２０１０，５９（９）：６５３２．［４］　岳嵩，李智，陈建军，等．基于耦合介质纳米线的深亚波长局域波导［Ｊ］．物理学报，２０１１，６０（９）：０９４２１４．［５］　Ｌｉｕ　Ｊ　Ｑ，Ｍａａｒｏｏｆ　Ａ　Ｉ，Ｗｉｅｃｚｏｒｅｋ　Ｌ，ｅｔ　ａｌ．Ｆａｂｒｉｃａ－ｔｉｏｎ　ｏｆ　ｈｏｌｌｏｗ　ｍｅｔａｌ“ｎａｎｏｃａｐｓ”ａｎｄ　ｔｈｅｉｒ　ｒｅｄ－ｓｈｉｆ－ｔｅｄ　ｏｐｔｉｃａｌ　ａｂｓｏｒｐｔｉｏｎ　ｓｐｅｃｔｒａ［Ｊ］．Ａｄｖａｎｃｅｄ　Ｍａｔｅ－ｒｉａｌｓ，２００５，１７（１０）：１２７６．［６］　Ｋｉｎｇ　Ｎ　Ｓ，Ｌｉ　Ｙ，Ａｙａｌａ　Ｏ　Ｃ，ｅｔ　ａｌ．Ａｎｇｌｅ－ａｎｄ　ｓｐｅｃ－ｔｒａｌ－ｄｅｐｅｎｄｅｎｔ　ｌｉｇｈｔ　ｓｃａｔｔｅｒｉｎｇ　ｆｒｏｍ　ｐｌａｓｍｏｎｉｃ　ｎａｎｏ－ｃｕｐｓ［Ｊ］．ＡＣＳ　Ｎａｎｏ，２０１１，５（９）：７２５４．［７］　Ｆｅｒｎａｎｄｅｚ　Ａ　Ｉ，Ｌｕｏ　Ｙ，Ｗｉｅｎｅｒ　Ａ，ｅｔ　ａｌ．Ｔｈｅｏｒｙ　ｏｆｔｈｒｅｅ－ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌ　ｎａｎｏｃｒｅｓｃｅｎｔ　ｌｉｇｈｔ　ｈａｒｖｅｓｔｅｒｓ［Ｊ］．Ｎａｎｏ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，２０１２，１２（１１）：５９４６．［８］　Ｃｏｒｔｉｅ　Ｍ，Ｆｏｒｄ　Ｍ　Ａ．Ｐｌａｓｍｏｎ－ｉｎｄｕｃｅｄ　ｃｕｒｒｅｎｔ　ｌｏｏｐｉｎ　ｇｏｌｄ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌｓ［Ｊ］．Ｎａｎｏｔｅｃｈｎｏｌｏｇｙ，２００７，１８（２３）：２３５７０４．［９］　Ｍａａｒｏｏｆ　Ａ　Ｉ，Ｃｐｒｔｉｅ　Ｍ　Ｂ，Ｈａｒｒｉｓ　Ｎ　Ｊ，ｅｔ　ａｌ．Ｍｉｅａｎｄ　Ｂｒａｇｇ　ｐｌａｓｍｏｎｓ　ｉｎ　ｓｕｂｗａｖｅｌｅｎｇｔｈ　ｓｉｌｖｅｒ　ｓｅｍｉ－ｓｈｅｌｌｓ［Ｊ］．Ｓｍａｌｌ，２００８，４（１２）：２２９２．［１０］　Ｌｉｕ　Ｊ　Ｑ，Ｍａｂｅａｎ　Ｋ　Ｅ，Ｈａｒｒｉｓ　Ｎ，ｅｔ　ａｌ．Ｏｐｔｉｃａｌｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓ　ｏｆ　ｓｕｓｐｅｎｓｉｏｎｓ　ｏｆ　ｇｏｌｄ　ｈａｌｆ－ｓｈｅｌｌｓ［Ｊ］．Ｍａｔｅｒｉａｌｓ　Ｓｃｉｅｎｃｅ　ａｎｄ　Ｅｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ　Ｂ，２００７，１４０（３）：１９５．［１１］　Ｙｅ　Ｊ，Ｖｅｒｅｌｌｅｎ　Ｎ，Ｒｏｙ　Ｗ　Ｖ，ｅｔ　ａｌ．Ｐｌａｓｍｏｎｉｃｍｏｄｅｓ　ｏｆ　ｍｅｔａｌｌｉｃ　ｓｅｍｉｓｈｅｌｌｓ　ｉｎ　ａ　ｐｏｌｙｍｅｒ　ｆｉｌｍ［Ｊ］．ＡＣＳ　Ｎａｎｏ，２０１０，４（３）：１４５７．［１２］　Ｙｅ　Ｊ，Ｄｏｒｐｅ　Ｐ　Ｖ，Ｒｏｙ　Ｗ　Ｖ，ｅｔ　ａｌ．Ｆａｂｒｉｃａｔｉｏｎ　ａｎｄｏｐｔｉｃａｌ　ｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓ　ｏｆ　ｇｏｌｄ　ｓｅｍｉｓｈｅｌｌｓ［Ｊ］．Ｊｏｕｒｎａｌ　ｏｆＰｈｙｓｉｃａｌ　Ｃｈｅｍｉｓｔｒｙ　Ｃ，２００９，１１３（８）：３１１０．［１３］　Ｗａｎｇ　Ｈ，Ｂｒａｎｄｌ　Ｄ　Ｗ，Ｎｏｒｄｌａｎｄｅｒ　Ｐ，ｅｔ　ａｌ．Ｐｌａｓ－ｍｏｎｉｃ　ｎａｎｏｓｔｒｕｃｔｕｒｅｓ：ａｒｔｉｆｉｃｉａｌ　ｍｏｌｅｃｕｌｅｓ［Ｊ］．Ａｃ－ｃｏｕｎｔｓ　ｏｆ　Ｃｈｅｍｉｃａｌ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ，２００７，４０（１）：５３．［１４］　Ｊｏｈｎｓｏｎ　Ｐ　Ｂ，Ｃｈｒｉｓｔｙ　Ｒ　Ｗ．Ｏｐｔｉｃａｌ　ｃｏｎｓｔａｎｔｓ　ｏｆ　ｔｈｅｎｏｂｌｅ　ｍｅｔａｌｓ［Ｊ］．Ｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｒｅｖｉｅｗ　Ｂ，１９７２，６（１２）：４３７０．［１５］　Ｄｒａｉｎｅ　Ｂ　Ｔ，Ｆｌａｔａｕ　Ｐ　Ｊ．Ｄｉｓｃｒｅｔｅ－ｄｉｐｏｌｅ　ａｐｐｒｏｘｉｍａ－ｔｉｏｎ　ｆｏｒ　ｓｃａｔｔｅｒｉｎｇ　ｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．Ｊｏｕｒｎａｌ　ｏｆ　ｔｈｅＯｐｔｉｃａｌ　Ｓｏｃｉｅｔｙ　ｏｆ　Ａｍｅｒｉｃａ　Ａ，１９９４，１１（４）：１４９１．［１６］　Ｙｅ　Ｊ，Ｌａｇａｅ　Ｌ，Ｍａｅｓ　Ｇ．ｅｔ　ａｌ．Ｓｙｍｍｅｔｒｙ　ｂｒｅａｋｉｎｇｉｎｄｕｃｅｄ　ｏｐｔｉｃａｌ　ｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓ　ｏｆ　ｇｏｌｄ　ｏｐｅｎ　ｓｈｅｌｌ　ｎａｎｏ－ｓｔｒｕｃｔｕｒｅｓ．Ｏｐｔｉｃｓ　Ｅｘｐｒｅｓｓ，２００９，１７（２６）：２３７６５．［１７］　Ｋｅｌｆ　Ｔ　Ａ，Ｓｕｇａｗａｒａ　Ｙ，Ｃｏｌｅ　Ｒ　Ｍ，ｅｔ　ａｌ．Ｌｏｃａｌｉｚｅｄａｎｄ　ｄｅｌｏｃａｌｉｚｅｄ　ｐｌａｓｍｏｎｓ　ｉｎ　ｍｅｔａｌｌｉｃ　ｎａｎｏｖｏｉｄｓ［Ｊ］．Ｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｒｅｖｉｅｗ　Ｂ，２００６，７４（２４）：１．［１８］　Ｊａｉｎ　Ｐ　Ｋ，Ｅｌｓａｙｅｄ　Ｍ　Ａ．Ｕｎｉｖｅｒｓａｌ　ｓｃａｌｉｎｇ　ｏｆ　ｐｌａｓ－ｍｏｎ　ｃｏｕｐｌｉｎｇ　ｉｎ　ｍｅｔａｌ　ｎａｎｏｓｔｒｕｃｔｕｒｅｓ：ｅｘｔｅｎｓｉｏｎｆｒｏｍ　ｐａｒｔｉｃｌｅ　ｐａｉｒｓ　ｔｏ　ｎａｎｏｓｈｅｌｌｓ［Ｊ］．Ｎａｎｏ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，２００７，７（９）：２８５４．７１３１。