Polaritones de plasmón de superficie ( SPP ) son ondas electromagnéticas que el viaje a lo largo de un de metal - dieléctrico o de la interfaz de metal-aire, prácticamente en el infrarrojo o visible -Frecuencia. El término "polaritón de plasmón de superficie" explica que la onda implica tanto movimiento de carga en el metal (" plasmón de superficie ") como ondas electromagnéticas en el aire o dieléctricas (" polaritón "). [1]
Son un tipo de onda superficial , guiada a lo largo de la interfaz de la misma manera que la luz puede ser guiada por una fibra óptica. Los SPP tienen una longitud de onda más corta que la luz incidente (fotones). [2] Por lo tanto, los SPP pueden tener un confinamiento espacial más estricto y una mayor intensidad de campo local . [2] Perpendiculares a la interfaz, tienen confinamiento de escala de sublongitud de onda. Un SPP se propagará a lo largo de la interfaz hasta que su energía se pierda por absorción en el metal o por dispersión en otras direcciones (como en el espacio libre).
La aplicación de SPP permite la óptica de sublongitud de onda en microscopía y litografía más allá del límite de difracción . También permite la primera medición micromecánica en estado estable de una propiedad fundamental de la luz: el momento de un fotón en un medio dieléctrico. Otras aplicaciones son el almacenamiento de datos fotónicos , la generación de luz y la biofotónica. [2] [3] [4] [5]
Excitación
Los SPP pueden ser excitados tanto por electrones como por fotones. La excitación por electrones se crea disparando electrones en la mayor parte de un metal. [6] A medida que los electrones se dispersan, la energía se transfiere al plasma a granel. El componente del vector de dispersión paralelo a la superficie da como resultado la formación de un polaritón de plasmón superficial. [7]
Para que un fotón excite un SPP, ambos deben tener la misma frecuencia y momento. Sin embargo, para una frecuencia dada, un fotón de espacio libre tiene menos cantidad de movimiento que un SPP porque los dos tienen diferentes relaciones de dispersión (ver más abajo). Este desajuste de impulso es la razón por la que un fotón del espacio libre del aire no puede acoplarse directamente a un SPP. Por la misma razón, un SPP sobre una superficie metálica lisa no puede emitir energía como un fotón de espacio libre en el dieléctrico (si el dieléctrico es uniforme). Esta incompatibilidad es análoga a la falta de transmisión que se produce durante la reflexión interna total .
Sin embargo, el acoplamiento de fotones en SPP se puede lograr utilizando un medio de acoplamiento, como un prisma o una rejilla, para que coincida con los vectores de onda de fotón y SPP (y, por lo tanto, coincida con sus momentos). Se puede colocar un prisma contra una película delgada de metal en la configuración de Kretschmann o muy cerca de una superficie de metal en la configuración de Otto (Figura 1). Un acoplador de rejilla iguala los vectores de onda aumentando el componente del vector de onda paralelo en una cantidad relacionada con el período de rejilla (Figura 2). Este método, aunque se utiliza con menos frecuencia, es fundamental para la comprensión teórica del efecto de la rugosidad de la superficie . Además, los defectos superficiales aislados simples, como una ranura, una hendidura o una ondulación en una superficie por lo demás plana, proporcionan un mecanismo mediante el cual la radiación en el espacio libre y los SP pueden intercambiar energía y, por lo tanto, acoplarse.
Relación de campos y dispersión
Las propiedades de un SPP se pueden derivar de las ecuaciones de Maxwell . Usamos un sistema de coordenadas donde la interfaz metal-dieléctrico es la avión, con el metal en y dieléctrico en . Los campos eléctricos y magnéticos en función de la posición.y el tiempo t son los siguientes: [8] [9]
dónde
- n indica el material (1 para el metal en o 2 para el dieléctrico en );
- ω es la frecuencia angular de las ondas;
- la es + para el metal, - para el dieléctrico.
- son el x - y z -Componentes del vector de campo eléctrico,es el componente y del vector de campo magnético, y los otros componentes () son cero. En otras palabras, las SPP son siempre ondas TM (magnéticas transversales) .
- k es el vector de onda ; es un vector complejo y, en el caso de un SPP sin pérdidas, resulta que los componentes x son reales y los componentes z son imaginarios: la onda oscila a lo largo de la dirección x y decae exponencialmente a lo largo de la dirección z . es siempre el mismo para ambos materiales, pero es generalmente diferente de
- , dónde es la permitividad del material 1 (el metal) y c es la velocidad de la luz en el vacío . Como se analiza a continuación, esto también se puede escribir.
Una onda de esta forma satisface las ecuaciones de Maxwell solo con la condición de que también se cumplan las siguientes ecuaciones:
y
Resolviendo estas dos ecuaciones, la relación de dispersión para una onda que se propaga en la superficie es
En el modelo de electrones libres de un gas de electrones , que ignora la atenuación, la función dieléctrica metálica es [10]
donde la frecuencia de plasma a granel en unidades SI es
donde n es la densidad del electrón, e es la carga del electrón, m ∗ es la masa efectiva del electrón yes la permitividad del espacio libre. La relación de dispersión se representa en la Figura 3. En k bajo , el SPP se comporta como un fotón, pero a medida que k aumenta, la relación de dispersión se dobla y alcanza un límite asintótico llamado "frecuencia de plasma superficial". [a] Dado que la curva de dispersión se encuentra a la derecha de la línea de luz, ω = k ⋅ c , el SPP tiene una longitud de onda más corta que la radiación en el espacio libre, de modo que el componente fuera del plano del vector de onda SPP es puramente imaginario y exhibe descomposición evanescente. La frecuencia del plasma superficial es la asíntota de esta curva y está dada por
En el caso del aire, este resultado se simplifica a
Si asumimos que ε 2 es real y ε 2 > 0, entonces debe ser cierto que ε 1 <0, una condición que se satisface en los metales. Las ondas electromagnéticas que atraviesan un metal experimentan amortiguación debido a pérdidas óhmicas e interacciones electrón-núcleo. Estos efectos aparecen como un componente imaginario de la función dieléctrica . La función dieléctrica de un metal se expresa ε 1 = ε 1 ′ + i ⋅ ε 1 ″ donde ε 1 ′ y ε 1 ″ son las partes real e imaginaria de la función dieléctrica, respectivamente. Generalmente | ε 1 ′ | >> ε 1 ″ para que el número de onda se pueda expresar en términos de sus componentes real e imaginario como [8]
El vector de onda nos da una idea de las propiedades físicamente significativas de la onda electromagnética, como su extensión espacial y los requisitos de acoplamiento para la coincidencia del vector de onda.
Longitud de propagación y profundidad de la piel.
A medida que un SPP se propaga a lo largo de la superficie, pierde energía en el metal debido a la absorción. La intensidad del plasmón de superficie decae con el cuadrado del campo eléctrico , por lo que a una distancia x , la intensidad ha disminuido en un factor de. La longitud de propagación se define como la distancia para que la intensidad de SPP decaiga en un factor de 1 / e . Esta condición se cumple en una extensión [11]
Asimismo, el campo eléctrico cae evanescente perpendicular a la superficie del metal. A bajas frecuencias, la profundidad de penetración del SPP en el metal se aproxima comúnmente usando la fórmula de profundidad de la piel . En el dieléctrico, el campo caerá mucho más lentamente. Las longitudes de desintegración en el medio metálico y dieléctrico se pueden expresar como [11]
donde i indica el medio de propagación. Los SPP son muy sensibles a ligeras perturbaciones dentro de la profundidad de la piel y, debido a esto, los SPP se utilizan a menudo para sondear las inhomogeneidades de una superficie.
Animaciones
El campo eléctrico ( campo E) de un SPP en la interfaz plata-aire, a la frecuencia donde la longitud de onda del espacio libre es de 370 nm. La animación muestra cómo varía el campo E a lo largo de un ciclo óptico. La permitividad de la plata a esta frecuencia es (-2,6 + 0,6 i ) . La imagen es (0,3 × 370 nm) horizontalmente; la longitud de onda SPP es mucho menor que la longitud de onda del espacio libre.
El campo E de un SPP en la interfaz plata-aire, a una frecuencia mucho más baja que corresponde a una longitud de onda de espacio libre de 10 μm. A esta frecuencia, la plata se comporta aproximadamente como un conductor eléctrico perfecto , y el SPP se llama onda de Sommerfeld-Zenneck , con casi la misma longitud de onda que la longitud de onda del espacio libre. La permitividad de la plata a esta frecuencia es (-2700 + 1400 i ) . La imagen tiene 6 μm de ancho horizontalmente.
Aplicaciones experimentales
Los sistemas nanofabricados que explotan los SPP demuestran potencial para diseñar y controlar la propagación de la luz en la materia. En particular, los SPP se pueden usar para canalizar la luz de manera eficiente en volúmenes de escala nanométrica , lo que lleva a la modificación directa de las propiedades de dispersión de la frecuencia de resonancia (reduciendo sustancialmente la longitud de onda de la luz y la velocidad de los pulsos de luz, por ejemplo), así como mejoras de campo adecuadas para habilitar Interacciones fuertes con materiales no lineales . La sensibilidad mejorada resultante de la luz a los parámetros externos (por ejemplo, un campo eléctrico aplicado o la constante dieléctrica de una capa molecular adsorbida) muestra una gran promesa para aplicaciones de detección y conmutación.
La investigación actual se centra en el diseño, fabricación y caracterización experimental de componentes novedosos para medición y comunicaciones basados en efectos plasmónicos a nanoescala. Estos dispositivos incluyen interferómetros plasmónicos ultracompactos para aplicaciones tales como biosensores , posicionamiento óptico y conmutación óptica, así como los bloques de construcción individuales (fuente de plasmón, guía de ondas y detector) necesarios para integrar un enlace de comunicaciones plasmónicas de frecuencia infrarroja de alto ancho de banda en un chip de silicio.
Además de construir dispositivos funcionales basados en SPP, parece factible explotar las características de dispersión de los SPP que viajan en espacios metalo-dieléctricos confinados para crear materiales fotónicos con características ópticas a granel diseñadas artificialmente, también conocidas como metamateriales . [5] Los modos SPP artificiales pueden realizarse en frecuencias de microondas y terahercios mediante metamateriales; estos se conocen como plasmones superficiales falsos . [12] [13]
La excitación de SPP se utiliza con frecuencia en una técnica experimental conocida como resonancia de plasmón de superficie (SPR). En SPR, la máxima excitación de los plasmones de superficie se detecta controlando la potencia reflejada de un acoplador de prisma en función del ángulo de incidencia , la longitud de onda o la fase . [14]
Se han propuesto circuitos basados en plasmones de superficie , que incluyen tanto SPP como resonancias de plasmones localizados , como un medio para superar las limitaciones de tamaño de los circuitos fotónicos para su uso en nanodispositivos de procesamiento de datos de alto rendimiento. [15]
La capacidad de controlar dinámicamente las propiedades plasmónicas de los materiales en estos nanodispositivos es clave para su desarrollo. Recientemente se ha demostrado un nuevo enfoque que utiliza interacciones plasmón-plasmón. Aquí se induce o suprime la resonancia de plasmón en masa para manipular la propagación de la luz. [16] Se ha demostrado que este enfoque tiene un alto potencial para la manipulación de la luz a nanoescala y el desarrollo de un modulador plasmónico electroóptico totalmente compatible con CMOS.
Los moduladores plasmónicos electroópticos compatibles con CMOS serán componentes clave en los circuitos fotónicos a escala de chip. [17]
En la generación de segundo armónico de superficie , la señal del segundo armónico es proporcional al cuadrado del campo eléctrico. El campo eléctrico es más fuerte en la interfaz debido al plasmón de superficie que da como resultado un efecto óptico no lineal . Esta señal más grande a menudo se aprovecha para producir una segunda señal armónica más fuerte. [18]
La longitud de onda y la intensidad de los picos de absorción y emisión relacionados con el plasmón se ven afectados por la adsorción molecular que se puede utilizar en sensores moleculares. Por ejemplo, se ha fabricado un prototipo de dispositivo totalmente operativo que detecta caseína en la leche. El dispositivo se basa en monitorear los cambios en la absorción de luz relacionada con el plasmón por una capa de oro. [19]
Materiales usados
Los polaritones de plasmón de superficie solo pueden existir en la interfaz entre un material de permitividad positiva y un material de permitividad negativa. [20] El material de permitividad positiva, a menudo llamado material dieléctrico , puede ser cualquier material transparente como aire o (para luz visible) vidrio. El material de permitividad negativa, a menudo llamado material plasmónico , [21] puede ser un metal u otro material. Es más crítico, ya que tiende a tener un gran efecto sobre la longitud de onda, la longitud de absorción y otras propiedades del SPP. A continuación se analizan algunos materiales plasmónicos.
Rieles
Para la luz visible e infrarroja cercana, los únicos materiales plasmónicos son los metales, debido a su abundancia de electrones libres, [21] lo que conduce a una alta frecuencia de plasma . (Los materiales tienen permitividad real negativa solo por debajo de su frecuencia de plasma).
Desafortunadamente, los metales sufren pérdidas óhmicas que pueden degradar el rendimiento de los dispositivos plasmónicos. La necesidad de reducir las pérdidas ha impulsado la investigación encaminada a desarrollar nuevos materiales para plasmónicos [21] [22] [23] y optimizar las condiciones de deposición de los materiales existentes. [24] Tanto la pérdida como la polarización de un material afectan su rendimiento óptico. El factor de calidad para un SPP se define como . [23] La siguiente tabla muestra los factores de calidad y las longitudes de propagación de SPP para cuatro metales plasmónicos comunes; Al, Ag, Au y Cu depositados por evaporación térmica en condiciones optimizadas. [24] Los factores de calidad y las longitudes de propagación de SPP se calcularon utilizando los datos ópticos de las películas de Al , Ag , Au y Cu .
Régimen de longitud de onda | Metal | ||
---|---|---|---|
Ultravioleta (280 nm) | Alabama | 0,07 | 2.5 |
Visible (650 nm) | Ag | 1.2 | 84 |
Cu | 0,42 | 24 | |
Au | 0.4 | 20 | |
Infrarrojo cercano (1000 nm) | Ag | 2.2 | 340 |
Cu | 1.1 | 190 | |
Au | 1.1 | 190 | |
Telecomunicaciones (1550 nm) | Ag | 5 | 1200 |
Cu | 3.4 | 820 | |
Au | 3.2 | 730 |
La plata exhibe las pérdidas más bajas de materiales actuales en las longitudes de onda visible, infrarroja cercana (NIR) y de telecomunicaciones. [24] El oro y el cobre se comportan igualmente bien en el visible y el NIR, y el cobre tiene una ligera ventaja en las longitudes de onda de las telecomunicaciones. El oro tiene la ventaja sobre la plata y el cobre de ser químicamente estable en entornos naturales, lo que lo hace muy adecuado para biosensores plasmónicos. [25] Sin embargo, una transición entre bandas a ~ 470 nm aumenta en gran medida las pérdidas de oro en longitudes de onda por debajo de 600 nm. [26] El aluminio es el mejor material plasmónico en el régimen ultravioleta (<330 nm) y también es compatible con CMOS junto con el cobre.
Otros materiales
Cuantos menos electrones tiene un material, más baja (es decir, longitud de onda más larga) se vuelve su frecuencia de plasma . Por lo tanto, en el infrarrojo y en longitudes de onda más largas, también existen otros materiales plasmónicos además de los metales. [21] Estos incluyen óxidos conductores transparentes , que tienen una frecuencia de plasma típica en el rango infrarrojo NIR - SWIR . [27] En longitudes de onda más largas, los semiconductores también pueden ser plasmónicos.
Algunos materiales tienen permitividad negativa en ciertas longitudes de onda infrarrojas relacionadas con fonones en lugar de plasmones (las llamadas bandas reststrahlen ). Las ondas resultantes tienen las mismas propiedades ópticas que los polaritones de plasmón de superficie, pero se denominan con un término diferente, polaritones de fonón de superficie .
Efectos de la rugosidad
Para comprender el efecto de la rugosidad en los SPP, es beneficioso comprender primero cómo se acopla un SPP mediante una rejilla Figura 2 . Cuando un fotón incide sobre una superficie, el vector de onda del fotón en el material dieléctrico es más pequeño que el del SPP. Para que el fotón se acople a un SPP, el vector de onda debe aumentar en. Los armónicos de rejilla de una rejilla periódica proporcionan un impulso adicional paralelo a la interfaz de soporte para que coincida con los términos.
dónde es el vector de onda de la rejilla, es el ángulo de incidencia del fotón entrante, a es el período de rejilla y n es un número entero.
Las superficies rugosas se pueden considerar como la superposición de muchas rejillas de diferentes periodicidades. Kretschmann propuso [28] que se defina una función de correlación estadística para una superficie rugosa
dónde es la altura por encima de la altura media de la superficie en la posición , y es el ámbito de la integración. Suponiendo que la función de correlación estadística es gaussiana de la forma
dónde es la raíz cuadrada media de la altura, es la distancia desde el punto , y es la longitud de correlación, entonces la transformada de Fourier de la función de correlación es
dónde es una medida de la cantidad de cada frecuencia espacial que ayudan a acoplar fotones en un plasmón de superficie.
Si la superficie solo tiene un componente de Fourier de rugosidad (es decir, el perfil de la superficie es sinusoidal), entonces el es discreto y existe solo en , lo que da como resultado un único conjunto estrecho de ángulos para el acoplamiento. Si la superficie contiene muchos componentes de Fourier, entonces el acoplamiento es posible en múltiples ángulos. Para una superficie aleatoria, se vuelve continuo y la gama de ángulos de acoplamiento se amplía.
Como se indicó anteriormente, los SPP no son radiantes. Cuando un SPP viaja a lo largo de una superficie rugosa, generalmente se vuelve radiante debido a la dispersión. La teoría de la dispersión superficial de la luz sugiere que la intensidad dispersapor ángulo sólido por intensidad de incidente es [29]
dónde es el patrón de radiación de un solo dipolo en la interfaz metal / dieléctrico. Si los plasmones de superficie se excitan en la geometría de Kretschmann y la luz dispersa se observa en el plano de incidencia (Fig.4), entonces la función dipolo se convierte en
con
dónde es el ángulo de polarización y es el ángulo del eje z en el plano xz . De estas ecuaciones surgen dos consecuencias importantes. La primera es que si (polarización s), entonces y la luz dispersa . En segundo lugar, la luz dispersa tiene un perfil medible que se correlaciona fácilmente con la rugosidad. Este tema se trata con mayor detalle en la referencia. [29]
Ver también
- Plasmón de superficie
- Resonancia de plasmones superficiales
- Plasmón de superficie localizado
- Lente plasmónica
- Superlentes
- Plasmónicos de grafeno
- Onda de superficie
- Ondas superficiales de Dyakonov
Notas
- ^ a b Esta relación de dispersión sin pérdidas ignora los efectos de los factores de amortiguación , como las pérdidas intrínsecas en los metales. Para los casos con pérdida, la curva de dispersión se dobla hacia atrás después de alcanzar la frecuencia del plasmón superficial en lugar de aumentar asintóticamente . [30] [31]
Referencias
- ^ S.Zeng; Baillargeat, Dominique; Ho, Ho-Pui; Yong, Ken-Tye; et al. (2014). "Los nanomateriales mejoraron la resonancia del plasmón superficial para aplicaciones de detección biológica y química" (PDF) . Reseñas de la Sociedad Química . 43 (10): 3426–3452. doi : 10.1039 / C3CS60479A . PMID 24549396 .
- ^ a b c Investigadores del NIST, Grupo de Investigación en Nanofabricación (2009-08-20). "Metamateriales plasmónicos tridimensionales" . Instituto Nacional de Ciencia y Tecnología . Consultado el 15 de febrero de 2011 .
- Investigadores del NIST, Grupo de Investigación en Nanofabricación (2010-02-11). "Dispositivos opto-mecánicos para medir metamateriales nanoplásmicos" . Instituto Nacional de Ciencia y Tecnología . Consultado el 15 de febrero de 2011 .
- Este artículo incorpora material de dominio público del documento del Instituto Nacional de Estándares y Tecnología : "Metamateriales plasmónicos tridimensionales" .
- ^ Yarris, Lynn (20 de agosto de 2009). "GRIN Plasmonics ..." (Comunicado de prensa en línea) . Laboratorio Nacional del Departamento de Energía de EE . UU . Operado por la Universidad de California . Consultado el 15 de febrero de 2011 .
- ^ Barnes, William L .; Dereux, Alain; Ebbesen, Thomas W. (2003). "Óptica de sublongitud de onda de plasmón de superficie". Naturaleza . 424 (6950): 824-30. Código bibliográfico : 2003Natur.424..824B . doi : 10.1038 / nature01937 . PMID 12917696 . S2CID 116017 .
- Huidobro, Paloma A .; Nesterov, Maxim L .; Martín-Moreno, Luis; García-Vidal, Francisco J. (2010). "Óptica de transformación para plasmónicos" (PDF) . Nano Letras . 10 (6): 1985–90. arXiv : 1003.1154 . Código bibliográfico : 2010NanoL..10.1985H . doi : 10.1021 / nl100800c . hdl : 10044/1/42407 . PMID 20465271 . Descarga gratuita de PDF para estos artículos revisados por pares.
- PDF de arxiv.org - Transformation Optics for Plasmonics . 15 páginas.
- ^ a b Investigadores del NIST, Grupo de Investigación en Nanofabricación. "Nanoplasmonics" (en línea) . Instituto Nacional de Ciencia y Tecnología . Consultado el 15 de febrero de 2011 .
- Este artículo incorpora material de dominio público del documento del Instituto Nacional de Estándares y Tecnología : "Nanoplasmónicos" .
- ^ Bashevoy, MV; Jonsson, F .; Krasavin, AV; Zheludev, NI; Chen Y .; Stockman MI (2006). "Generación de ondas de plasmón de superficie viajera por impacto de electrones libres". Nano Letras . 6 (6): 1113–5. arXiv : física / 0604227 . doi : 10.1021 / nl060941v . PMID 16771563 .
- ^ Zeng, Shuwen; Yu, Xia; Law, Wing-Cheung; Zhang, Yating; Hu, Rui; Dinh, Xuan-Quyen; Ho, Ho-Pui; Yong, Ken-Tye (2013). "Dependencia del tamaño de la resonancia de plasmón de superficie mejorada con Au NP basada en la medición de fase diferencial" . Sensores y actuadores B: Químico . 176 : 1128-1133. doi : 10.1016 / j.snb.2012.09.073 .
- ^ a b Raether, Heinz (1988). Plasmones superficiales en superficies lisas y rugosas y en rejillas . Springer Tracts en la física moderna 111 . Nueva York: Springer-Verlag. ISBN 978-3540173632.
- ^ Cottam, Michael G. (1989). Introducción a las excitaciones de superficies y superredes . Nueva York: Cambridge University Press. ISBN 978-0750305884.
- ^ Kittel, Charles (1996). Introducción a la física del estado sólido (8ª ed.). Hoboken, Nueva Jersey: John Wiley & Sons. ISBN 978-0-471-41526-8.
- ^ a b Homola, Jirí (2006). Sensores de superficie basados en resonancia de plasma. Serie Springer sobre sensores químicos y biosensores, 4. Berlín: Springer-Verlag. ISBN 978-3-540-33918-2.
- ^ Pendry, JB ; Martín-Moreno, L .; García-Vidal, FJ (6 de agosto de 2004). "Imitación de plasmones superficiales con superficies estructuradas". Ciencia . 305 (5685): 847–848. Código Bibliográfico : 2004Sci ... 305..847P . doi : 10.1126 / science.1098999 . PMID 15247438 .
- ^ Pan, Bai Cao; Liao, Zhen; Zhao, Jie; Cui, Tie Jun (2014). "Control de rechazos de polaritones de plasmones superficiales falsos utilizando partículas de metamaterial" . Optics Express . 22 (11): 13940-13950. doi : 10.1364 / OE.22.013940 . PMID 24921585 .
- ^ Vo-Dinh, Tuan (2017). "Capítulo 13 - detección de biomoléculas mediante resonancia de plasmón de superficie". Nanotecnología en biología y métodos, dispositivos y aplicaciones de la medicina, segunda edición . Estados Unidos: CRC Press. págs. 259–288. ISBN 978-1439893784.
- ^ Ozbay, E. (2006). "Plasmónica: fusión de fotónica y electrónica en dimensiones de nanoescala". Ciencia . 311 (5758): 189–93. Código Bibliográfico : 2006Sci ... 311..189O . doi : 10.1126 / science.1114849 . hdl : 11693/38263 . PMID 16410515 . S2CID 2107839 .
- ^ Akimov, Yu A; Chu, SA (2012). "Interacción plasmón-plasmón: control de la luz a nanoescala". Nanotecnología . 23 (44): 444004. doi : 10.1088 / 0957-4484 / 23/44/444004 . PMID 23080049 .
- ^ Wenshan Cai; Justin S. White y Mark L. Brongersma (2009). "Moduladores electroópticos plasmónicos compactos, de alta velocidad y de bajo consumo". Nano Letras . 9 (12): 4403-11. Código Bibliográfico : 2009NanoL ... 9.4403C . doi : 10.1021 / nl902701b . PMID 19827771 .
- ^ VK Valev (2012). "Caracterización de superficies plasmónicas nanoestructuradas con segunda generación armónica". Langmuir . 28 (44): 15454-15471. doi : 10.1021 / la302485c . PMID 22889193 .
- ^ Minh Hiep, Ha; Endo, Tatsuro; Kerman, Kagan; Chikae, Miyuki; Kim, Do-Kyun; Yamamura, Shohei; Takamura, Yuzuru; Tamiya, Eiichi (2007). "Un inmunosensor basado en resonancia de plasmón superficial localizado para la detección de caseína en la leche" . Ciencia y Tecnología de Materiales Avanzados . 8 (4): 331. Bibcode : 2007STAdM ... 8..331M . doi : 10.1016 / j.stam.2006.12.010 .
- ^ Pochi Yeh (3 de marzo de 2005). Ondas ópticas en medios en capas . Wiley. ISBN 978-0-471-73192-4.
- ^ a b c d West, PR; Ishii, S .; Naik, GV; Emani, NK; Shalaev, VM; Boltasseva, A. (2010). "Buscando mejores materiales plasmónicos". Reseñas de láser y fotónica . 4 (6): 795–808. arXiv : 0911.2737 . Código bibliográfico : 2010LPRv .... 4..795W . doi : 10.1002 / lpor.200900055 . ISSN 1863-8880 . S2CID 16887413 .
- ^ Boltasseva, A .; Atwater, HA (2011). "Metamateriales plasmónicos de baja pérdida". Ciencia . 331 (6015): 290–291. Código Bibliográfico : 2011Sci ... 331..290B . doi : 10.1126 / science.1198258 . ISSN 0036-8075 . PMID 21252335 .
- ^ a b Blaber, MG; Arnold, MD; Ford, MJ (2010). "Una revisión de las propiedades ópticas de aleaciones e intermetálicos para plasmónicos". Revista de física: materia condensada . 22 (14): 143201. arXiv : 1001.4867 . Código Bibliográfico : 2010JPCM ... 22n3201B . doi : 10.1088 / 0953-8984 / 22/14/143201 . ISSN 0953-8984 . PMID 21389523 .
- ^ a b c McPeak, Kevin M .; Jayanti, Sriharsha V .; Kress, Stephan JP; Meyer, Stefan; Iotti, Stelio; Rossinelli, Aurelio; Norris, David J. (2015). "Las películas plasmónicas pueden ser fácilmente mejores: reglas y recetas" . ACS Photonics . 2 (3): 326–333. doi : 10.1021 / ph5004237 . ISSN 2330-4022 . PMC 4416469 . PMID 25950012 .
- ^ Homola, Jir (2003). "Presente y futuro de los biosensores de resonancia de plasmón de superficie". Química analítica y bioanalítica . 377 (3): 528–539. doi : 10.1007 / s00216-003-2101-0 . ISSN 1618-2642 . PMID 12879189 . S2CID 14370505 .
- ^ Etchegoin, PG; Le Ru, EC; Meyer, M. (2006). "Un modelo analítico de las propiedades ópticas del oro". La Revista de Física Química . 125 (16): 164705. Código Bibliográfico : 2006JChPh.125p4705E . doi : 10.1063 / 1.2360270 . ISSN 0021-9606 . PMID 17092118 .
- ^ Dominici, L; Michelotti, F; Brown, TM; et al. (2009). "Polaritones de plasma en el infrarrojo cercano en películas de óxido de estaño dopadas con flúor" . Optics Express . 17 (12): 10155–67. Código bibliográfico : 2009OExpr..1710155D . doi : 10.1364 / OE.17.010155 . PMID 19506669 .
- ^ Kretschmann, E. (abril de 1974). "Die Bestimmung der Oberflächenrauhigkeit dünner Schichten durch Messung der Winkelabhängigkeit der Streustrahlung von Oberflächenplasmaschwingungen". Comunicaciones ópticas (en alemán). 10 (4): 353–356. Código bibliográfico : 1974OptCo..10..353K . doi : 10.1016 / 0030-4018 (74) 90362-9 .
- ^ a b Kretschmann, E. (1972). "La dependencia angular y la polarización de la luz emitida por los plasmones superficiales sobre los metales debido a la rugosidad". Comunicaciones ópticas . 5 (5): 331–336. Código Bibliográfico : 1972OptCo ... 5..331K . doi : 10.1016 / 0030-4018 (72) 90026-0 .
- ^ Arakawa, ET; Williams, MW; Hamm, RN; Ritchie, RH (29 de octubre de 1973). "Efecto de la amortiguación en la dispersión de plasmón superficial". Cartas de revisión física . 31 (18): 1127–1129. doi : 10.1103 / PhysRevLett.31.1127 .
- ^ Maier, Stefan A. (2007). Plasmónica: Fundamentos y Aplicaciones . Nueva York: Springer Publishing . ISBN 978-0-387-33150-8.
Otras lecturas
- Ebbesen, TW; Lezec, HJ; Ghaemi, HF; Thio, T .; Wolff, PA (1998). "Transmisión óptica extraordinaria a través de arreglos de orificios de sub-longitud de onda" (PDF) . Naturaleza . 391 (6668): 667. Bibcode : 1998Natur.391..667E . doi : 10.1038 / 35570 . S2CID 205024396 .
- Hendry, E .; García-Vidal, F .; Martín-Moreno, L .; Rivas, J .; Bonn, M .; Hibbins, A .; Lockyear, M. (2008). "Control óptico sobre la transmisión de THz asistida por plasma-polaritón de superficie a través de una abertura de hendidura" (PDF) . Cartas de revisión física . 100 (12): 123901. bibcode : 2008PhRvL.100l3901H . doi : 10.1103 / PhysRevLett.100.123901 . hdl : 10036/33196 . PMID 18517865 . Descarga gratuita de PDF.
- Barnes, William L .; Dereux, Alain; Ebbesen, Thomas W. (2003). "Óptica de sublongitud de onda de plasmón de superficie" (PDF) . Naturaleza . 424 (6950): 824-30. Código Bibliográfico : 2003Natur.424..824B . doi : 10.1038 / nature01937 . PMID 12917696 . Archivado desde el original (PDF) el 11 de agosto de 2011. Descarga gratuita de PDF.
- Pitarke, JM; Silkin, VM; Chulkov, EV; Echenique, PM (2007). "Teoría de plasmones de superficie y polaritones de plasmones de superficie" (PDF) . Informes sobre avances en física . 70 (1): 1. arXiv : cond-mat / 0611257 . Código Bibliográfico : 2007RPPh ... 70 .... 1P . doi : 10.1088 / 0034-4885 / 70/1 / R01 . Descarga gratuita de PDF.
enlaces externos
- White, Justin (19 de marzo de 2007). "Surface Plasmon Polaritons" (en línea) . Universidad de Stanford . Departamento de física." Enviado como trabajo de curso para AP272. Invierno de 2007 ".