超近场光学扫描显微镜的研究

第20卷湖北师范学院学报(自然科学版)V o l120第3期Journal of H ubeiN o r m al U niversity(N atural Science)N o13,2000

超近场光学扫描显微镜的研究

黄燕霞1,郝东山2

(1.湖北师范学院物理系,湖北黄石　435002

2.驻马店师专物理系,河南驻马店　463000)

摘要:近场光学扫描技术是近年兴起的高新技术之一。超近场光学扫描尚未见报导。本文讨论超近场光学扫描显微镜的工作原理及其超分辨理论。

关　键　词:超近场光学扫描;高分辨显微镜;光学超分辨技术

中图分类号:TH742 文献标识码:A 文章编号:100922714(2000)0320044204

0　引言

近场光学扫描(N FO S)技术是近年来才兴起的高新技术之一。目前,N FO S显微镜的分辨率已超过20nm,接近价格昂贵的扫描电子显微镜的分辨率。这种低成本高分辨显微镜一出现就吸引了大批科技人员,并越来越成为人们关注的焦点。随着对纳米材料研究的深入,人们期待着能达到一个纳米的超高分辨显微镜能尽早问世。本文在超近场光学扫描(UN FO S)显微镜的工作原理及其超分辨理论方面做了一些有益的探索。

1　U N FO S显微镜的工作原理

如图1所示,是发光型UN FO S显微镜的工作原理图,它是在文献〔6〕的基础上改进而成的。该显微镜中最重要的部分之一是锥形探针,它可采用1997年3月由W1noell等〔1〕提出的机械切削技术进行加工。之后,在其尖端磨制出直径小于10nm的光滑通光小孔,作为纳米光源照射样品,并让其与样品、物镜密接。样品在xy方向上的扫描是通过样品的移动来实现的。样品装在一个水平方向移动的基座上。样品的位置则由一个四象限探测器测待。同步记录样品在水平方向上的位置和光纤传感器中收集到的扫描图象即可获得样品的全景图。

UN FO S显微镜工作时,从激光器发出的光束经滤波准直后会聚到探针上,当光波从针孔透过样品后,由一显微物镜收集并成象于光纤一端。在另一端,用光电倍增管接收从光纤传来的信号。该信号放大后,送入xy记录仪记录样品的全景图,或送入计算机中对图象进行存储和处理。

用上述方法获得的是样品的超近场光学扫描图象,它的分辨率只取决于针孔的大小,而不受经典衍射的限制,当针孔很小时,可获得很高的分辨率。

收稿日期:2000204210

作者简介:黄燕霞(19632),女,副教授,湖北省高校跨世纪学术骨干

2　超近光场的特性

211　超近光场的无压缩效应特性

设有一束高斯光束沿z 方向传播并与xy 平面垂直。如果xy 平面上有一纳米光源,所谓超近光场,就是z →0处的光场。

图1　UN FO S 显微镜的工作原理

设一高斯光束从(x ,y ,0)平面下方垂直入射,在光经锥形小孔和样品后形成的近光学衍射场内,光频和波长应满足:

ΜΚ

=c (1)

其中,Μ为光频,Κ为波长,c 为真空中的光速。

对式(1)两端微分,便有

△Κ=-△Μ

Μ

Κ(2)

其中,△Μ和△Κ分别为衍射孔可分辨的频率间隔和波长间隔。

由衍射光栅的分辨本领R =

Κ

△Κ

=N k ,衍射小孔可认为是N =1的光栅,可得R =-Μ△Μ

=k (3)

所以,衍射孔可分辨的最小频率间隔为

△Μ=

Μk =c k Κ

(4)

衍射孔两边缘光波在衍射角为Η方向上某考察点的总光程差为

△=d sin Η

(5)其中,d 为衍射孔直径。式(5)表明,衍射孔的分辨率恰是两边缘光波光程差对于波长的倍数。由此可见,两边缘光波在考察点飞行的时间差为

△Σ=

△

c

=

k Κc

(6)

所以有

△Μ・△Σ=1

(7)

由式(7)知,在衍射光场里存在普通的测不准关系,即在近场光场里存在着压缩效应。

对于超近光场,不论考察点在平面(x,y,0)何处,均有△Σ→0,由式(7)可得

△Μ・△Σ→0(8)由式(8)可知,超近场光场具有无压缩效应特性。

212　超近光场能量分布特性

设半径为b的纳米光源、显微镜样品与焦距为f的透镜密接且共轴地位于入射平面(x,y,0), (如图1所示)并设一束高斯光束从该平面下方垂直入射,且入射高斯光束的束腰面与入射面重合,则透镜轴上的高斯光场分布为〔5〕

U(0,0,z)=B×A(z)e iΥ(z)(9)其中,实常数B、实变量振幅因子A与位相因子Υ分别为

B≡-ΠU0～ Κ(10)

A(r)=〔(1-g)2+4g sin bΑ

2

2

〕1 2

z(Α2+c2)1 2

(11)

Υ(r)=Π

2

+

2Πz

-arctg

-Α

c

+arctg g

sin(bΑ2)

g co s(bΑ2)-1

(12)

其中,C=

Π

Κz0,g=e-cΑ2,Α(z)=

Π

Κ(

1

z

-

1

f

),z0为高斯光束的共焦参数。

当z→0时,则有

Α(0)=Π

Κf(13)

g(0)=0(14)

A(0)=∞(15)

Υ(0)=Π(16)将式(13)～(16)代入式(9),可得到

U(0,0,0)=ΠU0～

Κ×∞e iΠ(17)

由式(17)可看出,在入射高斯光束束腰面与透镜主轴交点处,即样品所在平面处,速逝波几乎集中了入射光束的全部能量,速逝波起主导作用,而衍射波的衍射效应被湮灭。

3　UNFD S显微镜的超分辨原理

根据“近场光学”的新理论〔2〕,在zνΚ的近场区域内,光的传播和衍射出现了一些全新的现象,惠更斯——菲涅耳原理不再适用〔3〕。

在近场情况下,除了存在经典的衍射波外,还存在附着在小孔附近的速逝波,它们的计算公式〔4〕分别为

U n(x,z)=Κ

Πb

∫ ux ≤1sin U x k(b 2)

U x

e ikU x x e〔ikz(1-U2x)1 2〕d U x(18)

U i(x,z)=Κ

Πb

∫ ux >1sin U x k(b 2)

U x

e ikU x x e〔-kz(U2x-1)1 2〕d U x(19)

式中,k为自由空间的波数。

当z→0时,式(18)及(19)均为

U i(x)=Κ

Πb

∫ U

x

>1

sin(U x kb 2)

U x

e ikU x x d U x(20)

式(20)再次证明了在(x,y,0)平面处速逝波起主导作用。

图2给出了b=012Κ时,在不同空间衍射波 U n(x,z) 、速逝波 U i(x,z) 及总光场 U(x,z) 随