Исследование взаимодействия терагерцового электромагнитного излучения с системой зонд-объект в терагерцовом безапертурном ближнепольном микроскопе тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.05, кандидат физико-математических наук Самойлов, Леонид Леонидович

• Самойлов, Леонид Леонидович
• кандидат физико-математических наук
• 2013

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Самойлов, Леонид Леонидович

диссертации

Терагерцовый диапазон длин волн - это область спектра электромагнитного излучения, занимающая промежуточное положение между областью дальнего инфракрасного излучения и областью радиочастот. Со времени своего появления термин «терагерцовый» применялся в различных ситуациях. С 1970-х гг. его использовали для обозначения достигнутых к тому времени частот генерации HeNe-лазеров [31] и лазера на воде [9], для описания диапазона частот спектральных линий, охватываемых интерферометром Майкельсона [34], и для определения спектрального интервала, в котором работает детектор на точечно-контактных диодах [53]. В течение долгого времени в зарубежной литературе был распространен термин «terahertz gap» (т.е. «терагерцовая щель»), обозначавший труднодоступность данного диапазона длин волн по причине отсутствия подходящих источников и приемников. Однако с появлением эффективных источников и приемников когерентного излучения субмиллиметрового диапазона в 1990-х гг. термин «терагерцовый» начинает широко применяться для описания явлений, характерных для данной спектральной области, а упоминания о «терагерцовой щели» постепенно вытесняется сообщениями об активном развитии «терагерцовой технологии» (terahertz technology).

Литературные источники разных лет по-разному определяют нижние (0,10,3 ТГц) и верхние (3-30 ТГц) границы терагерцового спектрального диапазона [113,86,93,1]. Однако на сегодняшний день общепринятыми и устоявшимися границами считаются 0.1-10 ТГц.

Интерес к исследованиям в ТГц-диапазоне обусловлен тем, что в эту область попадают многие спектральные линии различных веществ. Частоты вращательных и колебательных переходов в различных молекулах и органических соединениях, колебаний решетки твердого тела, межзонных переходов в полупроводниках и энергетических щелей в сверхпроводниках лежат в терагерцовом диапазоне [61,45,38,82,40]. Спектральные особенности, вызванные этими фундаментальными процессами, являются уникальными для каждого вещества, что позволяет дифференцировать объекты по их спектрам, исследовать протекающие в них процессы и открывает обширные возможности для разнообразных применений в промышленности, связи, химии и медицине, в астрономических наблюдениях, диагностике плазмы и при решении различных спектроскопических задач [93,7,99].

Размеры объектов таких исследований могут отличаться на многие порядки величины: от миллионов километров при исследованиях скоплений межзвездного вещества до единиц нанометров при изучении биологических процессов и химических реакций. Для наблюдений крупных объектов, размеры которых превышают длину волны терагерцового излучения, используются методы оптики дальнего поля. Однако среди объектов, интересных для исследования в терагерцовом диапазоне, существует и ряд таких, размеры которых существенно меньше длины волны.

К ним, в частности, относятся клеточные соединения - биологические системы, состоящие из комплексов макромолекул, которые меняются во времени. Локальная структура такого биологического комплекса, как одиночная клетка, с течением времени меняется в зависимости от жизненного цикла клетки и ее состояния. Поскольку ТГц-излучение чувствительно к изменениям в колебательных модах такой системы, с его помощью возможно визуализировать и исследовать происходящие в клетке сложные молекулярные взаимодействия. Также важно отметить, что биологические молекулы (например, белки) функционируют в водной среде, а ТГц-излучение сильно поглощается водой. Вода на границах с воздухом, твердым телом и мембраной клетки имеет различную плотность, рН, ориентационный порядок и т.п. Такие специфические вариации свойств воды можно исследовать при помощи ТГц-спектроскопии [7,57,33,19].

Другим не менее интересным объектом исследования являются полупроводники, у которых поглощение в ТГц-области связано с фононными колебаниями и наличием свободных носителей. В частности, на оптические характеристики в этой области спектра большое влияние оказывают параметры легирования полупроводников [38,81], что объясняет интерес к их исследованию не только с точки зрения фундаментальной физики, но и для отработки технологии производства полупроводниковых элементов. Размеры таких элементов при современном уровне развития технологии имеют порядок десятков нанометров, что, очевидно, существенно меньше длины волны ТГц-излучения.

Основная проблема при изучении объектов таких размеров заключается в необходимости локализовать результат взаимодействия возбуждающего излучения с исследуемым объектом, размеры которого существенно меньше длины волны. Общее решение заключается в применении методов микроскопии ближнего поля, основы которой были описаны еще в 1928 г. ирландцем Х.Э. Сингхом в его переписке с А. Эйнштейном и выпущенных им же впоследствии статьях.

Ближнепольная оптика ведет свое начало с попыток превзойти дифракционный предел разрешения в формировании оптических изображений. В конце 19-го века Аббе и Релей вывели условие для минимального расстояния Ах между двумя точечными источниками, при котором они все еще могут быть однозначно различены как два обособленных источника. Критерий Аббе выглядит следующим образом: Дх = 0.6Ы/Ж4, где ЫА = пзт(9тах - числовая апертура, характеристика оптической системы, п - показатель преломления окружающей среды, а втах -максимальный угол сбора оптической системы. В лучшем случае ТУА = п, что в случае с оптическими стеклами дает ИА^ 1.5 и, следовательно, Ах ~ А/3. Также важно отметить, что критерии Аббе и Релея никак не используют информацию о свойствах двух источников излучения. Кроме того, в данных критериях предполагается, что взаимодействие между светом и веществом линейно. Тем не менее, учитывая априорные знания о характеристиках возбуждения или спектральных свойствах образца, возможно превзойти дифракционный предел разрешения. К примеру, расстояние между двумя молекулами, одна из которых излучает в красном, а другая - в зеленом участке спектра, может быть измерено с точностью единицы нанометров при помощи спектральных фильтров путем пропускания излучения только от одной молекулы в данный момент времени. В этом случае разрешение лимитируется точностью измерения максимума у функции Эйри.

Пространственный спектр Ё оптического поля Е в плоскости изображения однозначно задается пространственным распределением этого спектра в плоскости изображения посредством т.н. оптической функции переноса Й{кх,ку\г} = е±,к=г, где

К=\}2 + ' к = псо1с = п2л1 Л. Функция Н является осциллирующей для (к2 + к2)к2. Иными словами, если плоскость изображения достаточно удалена от плоскости объекта, то вклад спадающих слагаемых (эванесцентных полей) является нулевым. Пространственные частоты (к2+к2)>к2 исходного поля отфильтровываются в процессе его распространения, и информация о пространственных вариациях поля высокого порядка оказывается утерянной. Потеря в процессе распространения пространственных частот, связанных с эванесцентными волнами, ведет к возникновению дифракционного предела и соответствующему ограничению пространственного разрешения (Рис. 1.1(а)). изоораженне и »гаража шс изображение сканирование сканирование

Я « >. ооразеп ооразец оора зец

Рис. 1.1 — Схематичное сравнение дифракционно-ограниченной (а) и ближнепольной оптической микроскопии (Ь,с). Изображение из [80]

Идея микроскопии ближнего поля заключается в сохранении пространственных частот, связанных с эванесцентными полями, и увеличении за счет этого ширины пространственнго спектра. Для увеличения спектра пространственных частот необходимо включить в рассмотрение эванесцентные волны с волновым числом = т^к] +к2 >к. Эти волны не могут свободно распространяться и, следовательно, не могут быть направлены к образцу посредством стандартных оптических элементов, т.к. они привязаны к поверхности вещества или материальных структур. Значит, для расширения пространственного спектра необходимо некоторое устройство, расположенное в непосредственной близости от образца, которое могло бы эти волны передавать. Таким устройством может стать локальный детектор-зонд, выполненный в виде либо очень маленького отверстия в металлическом экране, либо в виде освещаемой частицы (Рис. 1.1(Ь,с)). Как следует из Рис. 1.1(Ь,с), в ближнепольной оптической микроскопии локальный зонд обеспечивает ограниченный поток фотонов между зондом и поверхностью образца. Зонд сканирует поверхность образца, а в предустановленных положениях (х, у) зонда удаленный приемник регистрирует оптический отклик. Данным способом может быть зарегистрировано оптическое контрастное изображение.

Рис. 1 2 — Пример одной из первых ближнепольных оптических линий развертки, полученной 22 октября 1982 г. в исследовательской лаборатории компании 1ВМ в группе Дитера Поля на

Первое экспериментальное подтверждение ближнепольной микроскопии, оперирующей электромагнитным излучением, было проведено Эриком А. Эшем и Г. Николсом в University College, в Лондоне. В опубликованной в 1972 г. статье они использовали микроволны с частотой 10 ГГц (Х,=3 см) и апертуру 1.5 мм для формирования изображения алюминиевой тестовой структуры, осажденной на стеклянном держателе [8]. При расстоянии 0.5 мм между апертурой и плоскостью образца им удалось достигнуть разрешения лучше, чем А/60, что, безусловно, за апертурном зонде пределами дифракционного предела разрешения стандартного микроскопа. В 1982 г. первые ближнепольные оптические изображения были измерены Дитером В. Полем и его коллегами в IBM Research Laboratories (Рис. 1.2), а инфракрасный аналог был продемонстрирован позже в 1986 г. на излучении с длиной волны 100 мкм [65].

Существующие на сегодняшний день системы ТГц ближнепольной микроскопии своим появлением и развитием обязаны не только разработке методов сканирующей зондовой микроскопии. Их появление было бы невозможно без соответствующих схем генерации и детектирования ТГц-излучения. Важной частью ТГц ближнепольного микроскопа является когерентный терагерцовый спектрометр. линейный транслятор

Рис. 1.3 — Типичная схема эксперимента накачки-зондирования с разрешением во времени.

СД - светоделитель, Дг - относительная временная задержка между импульсами накачки и зондирования

Такой спектрометр представляет собой систему когерентного возбуждения и приема одиночных ТГц-импульсов с частотой -100 МГц [77]. В основе работы этой системы лежит техника накачки-зондирования с разрешением во времени (Рис. 1.3). Для ее реализации используется лазер со сверхкороткими оптическими импульсами, пучок которого разбивается на два: пучок накачки и пучок зондирования. Накачка вызывает в исследуемом объекте некоторый переходный процесс, который анализируется при помощи пропускания, отражения или рассеяния от того же образца второго, зондирующего, пучка. В такой системе нет абсолютной временной шкалы, все отсчеты ведутся относительно временной задержки между приходом на образец импульса накачки и зондирующего импульса. Эта задержка обеспечивается за счет изменения длины оптического пути импульса накачки при помощи специального высокоточного линейного транслятора, называемого оптической линией задержки. Обеспечиваемые таким транслятором временные шаги, как правило, имеют порядок десятых долей фемтосекунды.

Рис. 1.4 — Схема типичной установки по генерации и детектированию ТГц-импульсов при помощи фемтосекундных оптических импульсов

В ТГц когерентном спектрометре (Рис. 1.4) в качестве задающего используется фемтосекундный лазер, луч которого делится на два пучка, один из которых проходит линию задержки и попадает на источник ТГц-излучения. Сгенерированный в результате этого взаимодействия ТГц-импульс распространяется в свободном пространстве, после чего фокусируется на приемник ТГц-излучения и вызывает в нем некоторый переходный процесс, который анализируется при помощи зондирующего пучка. Поскольку длительность зондирующего импульса существенно меньше длительности ТГц-импульса, и учитывая, что эти импульсы когерентны и приходят на детектор с определенной частотой, можно считать, что зондирующий импульс будет постоянно регистрировать одно и то же состояние детектора, обусловленное текущей задержкой между приходом этих импульсов на детектор. Временная динамика всего переходного процесса регистрируется путем изменения временной задержки между возбуждающим и зондирующим импульсами, причем регистрируемый таким образом сигнал пропорционален именно амплитуде напряженности ТГц-импульса, а не его интенсивности. Такие зависимости сигнала, пропорционального амплитуде приложенного к приемнику ТГц-поля, от времени называются волновыми формами. Волновые формы записываются как в присутствие исследуемого объекта в тракте ТГц-излучения, так и в его отсутствие, после чего производится их Фурье-преобразование. Полученные в результате этого преобразования частотный и фазовый спектры позволяют оценивать не только поглощение, но и дисперсию образца со спектральным разрешением, пропорциональным временному разрешению ТГц-поля, определяемому шагом используемого линейного транслятора, и длительностью волновой формы, определяемой количеством шагов линейного транслятора.

Наиболее широко в системах ТГц-спектроскопии применяются фемтосекундные лазеры с синхронизацией мод. Синхронизация мод - это специальная техника, посредством которой можно получать последовательность коротких лазерных импульсов большой мощности. Ее сущность заключается в фиксировании фазовой задержки между всеми модами резонатора, так что при их суммировании получается одиночный импульс с периодом, равным времени одиночного прохода резонатора. Различают методы активной и пассивной синхронизации мод [95]. В соответствии с теорией лазеров с синхронизацией мод, для сгенерированного импульса должно выполняться условие, по которому произведение спектральной полосы данного лазера на длительность импульса ~1, поэтому более короткие импульсы генерируются на лазерах с большей спектральной полосой. Наиболее часто в качестве материала активной среды в таких системах используется оксид алюминия, легированный титаном (Ti: Sapphire), т.к. он имеет исключительно большую ширину спектральной полосы (650-1100 нм), а также высокий коэффициент теплопроводности, благодаря которому возможна его накачка мощным излучением. Среди других активных сред, часто используемых в фемтосекундных лазерах, следует назвать Nd:glass (1040-1070 нм), а также волокно, легированное Nd (1040— 1070 nm), Yb (1030-1080 nm), Er (1520-1580 nm), причем в последнее время наблюдается тенденция к переходу на волоконные фемтосекундные системы в связи с их уменьшенными габаритами и стоимостью [90].

Важной особенностью спектрометра является тот факт, что ТГц-импульс, падающий на детектор, регистрируется только в момент прихода фемтосекундного зондирующего импульса, что делает систему нечувствительной к фоновому излучению. Частота повторения фемтосекундных импульсов достаточно высока (десятки МГц), в связи с чем измерение в каждой точке волновой формы является усредненным по большому числу импульсов. Поскольку детектор ТГц-излучения чувствителен к амплитуде электрического ТГц-поля, то относительный вклад всех источников, находящихся не в фазе с падающими на детектор ТГц-импульсами, со временем стремится к нулю. Эти особенности объясняют исключительно большое соотношение сигнал/шум в ТГц когерентных спектрометрах. Для генерации и детектирования ТГц-излучения в таких системах, как правило, используют фотопроводящие антенны либо нелинейные оптические кристаллы.

Фотопроводящая антенна (ФПА) представляет собой быстрый оптический переключатель, встроенный в структуру антенны, как правило, в виде металлических электродов на полупроводниковой подложке (Рис. 1.5). Фемтосекундный оптический импульс фокусируется в зазоре между электродами и вызывает генерацию электрон-дырочных пар, если энергия падающего кванта больше ширины запрещенной зоны полупроводника. Образованные заряды ускоряются в электрическом поле, возникающем в зазоре при приложении напряжения между электродами, захватываются дефектами, и в течение нескольких пикосекунд система возвращается к исходному состоянию. Таким образом, роль фемтосекундного импульса сводится к возбуждению электрического тока в зазоре между электродами. Рассматривая зазор как диполь Герца, можно показать, что в дальнем поле напряженность электрического ТГц-поля будет пропорциональна производной по времени от протекающего в зазоре фототока [49]. Фототок, порожденный фемтосекундным импульсом, может быть описан при помощи модели Друде-Лорентца [30,63].

ЙЁЁЩа^даШШ

Время [т.] Члс!01а[Пц!

1 \ 3 \ ■ 1 \ - фс ИАШ> 1Ьс фтшок 1 Г» ичп\ и с

У ^

- 1 «

Рис 1 5 — Слева - схема фотопроводящей антенны В центре - временные зависимости фемтосекундного оптического импульса (сплошная линия), фототока переходного процесса (пунктирная линия) и излученного ТГц-поля в дальней зоне (точки). Справа - результат Фурье-преобразования ТГц-поля в дальней зоне

Существует ряд нюансов, связанных с возбуждением однопериодных ТГц-импульсов. Первый полу пер иод электрического поля импульса определяется, в основном, длительностью оптического импульса, в то время как второй полупериод зависит от времени жизни носителей заряда в полупроводнике. В связи с этим для генерации интенсивных ТГц-импульсов с большой шириной спектральной полосы требуется сочетание короткого возбуждающего оптического импульса и малого времени жизни носителей заряда в полупроводнике. Чаще всего в ФПА применяется низкотемпературный ОаАБ (ЬТ-ваАз), однако возможны и другие варианты: радиационно-поврежденный кремний на сапфире (ЕШ-808), полуизолирующий ОаАэ (81 ваАз), фосфид индия 1пР, аморфный кремний. Для каждого материала требуется подбор длины волны оптического импульса, соответствующей ширине запрещенной зоны. В ЬТ-ваАз время рекомбинации минимизируется за счет создания дефектов в процессе роста путем введения избыточного количества мышьяка [67].

Другим немаловажным аспектом в изготовлении ФПА является форма металлических электродов, т.к. от нее зависит эффективность генерации ТГц-излучения. Среди наиболее известных решений: полосковая линия, диполь Герца, смещенный диполь и антенна-бабочка [96,97,74]. Основная задача при проектировании электродов - сделать их структуру резонансной на частотах выше 2 ТГц, где генерация менее эффективная, так что даже это сравнительно слабое высокочастотное излучение сможет быть зафиксировано в дальнем поле. Величина зазора между электродами также играет большую роль, т.к. с ее ростом необходимо увеличивать прикладываемое напряжение, чтобы сохранить прежнюю амплитуду электрического поля ТГц-импульса. Антенны с большим зазором используются для генерации ТГц-импульсов повышенной мощности [13].

На мощность генерируемого ФПА ТГц-излучения влияют также мощность возбуждающего фемтосекундного импульса и электрическое поле, приложенное к электродам. С увеличением мощности накачки в антенне происходит насыщение, однако его порог зависит от выбора структуры электродов и фотопроводящего материала. Поле, прикладываемое к электродам, в первую очередь зависит от напряжения пробоя в используемом полупроводнике. Поскольку мощность генерируемого ТГц-поля пропорциональна квадрату приложенного к электродам напряжения, на практике выбирают максимально возможное значение.

Детектирование импульсного ТГц-излучения часто осуществляется при помощи электрооптических кристаллов. В основе такого детектирования, называемого также электрооптическим стробированием, лежит использование эффекта Поккельса: при приложении квазистатического электрического поля к электрооптическому кристаллу в последнем наводится двулучепреломление, в результате чего изменяется поляризация проходящего через этот кристалл излучения. Величина вызванного эффекта зависит от совмещения оптического и ТГц-полей с кристаллическими осями. В частности, при использовании кристалла ZnTe с ориентацией (110) максимальное изменение поляризации достигается, когда векторы напряженности оптического и ТГц-полей параллельны направлению [lio]. Линейно поляризованный импульс по мере своего прохождения через кристалл, к которому приложено ТГц-поле, меняет поляризацию на слабо эллиптическую пропорционально величине ТГц-поля, а мера изменения эллиптичности поляризации регистрируется при помощи последовательно установленных четвертьволновой пластины, призмы Волластона и балансного фотоприемника (Рис. 1.6). фс-импульс кристалл

Х/4 призма

Волластона

ТГц-им пульс

Балансные фотодиоды

ТГц-поле не приложено к кристаллу

ТГц-поле приложено к кристаллу

-o+v 1У =

L - L = Д

Рис. 1.6 — Иллюстрацию к схеме детектирования ТГц-импульсов при помощи электрооптического кристалла. Показано, как наличие ТГц-излучения влияет на поляризацию зондирующего импульса. Изменение соотношения между ортогональными компонентами поляризации измеряется балансным фотоприемником

Для достижения субволнового разрешения в ТГц-области за последние два десятка лет было разработано несколько методов, которые могут быть сгруппированы следующим образом: конфокальная микроскопия; использование апертур; метод рассеяния; использование распространяющейся по проволоке моды; метод прямого детектирования.

Конфокальная ТГц-микроскопш

Концепция конфокальной микроскопии на оптических частотах, широко используемая в наши дни для улучшения разрешения в оптической микроскопии, несмотря на свою простоту появилась сравнительно недавно [69]. Идея заключается в размещении маленькой апертуры (диафрагма 3 на схеме Рис. 1.7) в фокальной плоскости объектива микроскопа, которая заблокирует прохождение лучей, не совпадающих с сопряженным изображением. В результате такой операции повышается как пространственное разрешение, так и разрешение по глубине. Данная концепция была реализована в ТГц-диапазоне в системе когерентной ТГц-спектроскопии путем введения двух дополнительных параболических зеркал в тракт ТГц-излучения для организации вторичной фокусировки (Рис. 1.7) [112].

325 Нг

Рис. 1.7 — Схема экспериментальной установки конфокальной ТГц-микроскопии [112]

Во втором фокусе ТГц-излучения размещается диафрагма диаметром 1.2 мм, что приводит к небольшому повышению разрешения (УА) без потерь в спектре ТГц-импульса. При помощи данной техники можно путем незначительного усложнения схемы микроскопа повысить его разрешение.

Использование апертур

Наиболее простой и эффективный способ повышения пространственного разрешения заключается в уменьшении размеров приемной системы и ее помещении в непосредственной близости от исследуемого объекта. Данная идея может быть реализована при помощи апертуры. Апертура будет ограничивать и локализовать поле, которое в нее проникает, и только прошедшее поле будет зарегистрировано. Пространственное разрешение будет ограничено размерами самой апертуры. Основными недостатками этого метода являются слабая пропускная способность апертуры, создающая проблему регистрации очень слабого сигнала, и фильтрация проходящего через апертуру излучения, поскольку апертура представляет собой волновод со своей частотой отсечки. Как правило, апертуры изготавливают в виде простых отверстий в металле, однако иногда вокруг или перед ней создают специальные структуры, которые усиливают проходящий сквозь нее сигнал.

Простые апертуры.

Первый пример применения апертуры в сканирующей микроскопии относится к микроволновой области (10 ГГц) и датируется 1972 г. [8]. В ТГц-области этот принцип был применен в 2000 г. [71]. В этом эксперименте авторы изготовили квадратную апертуру 50x50 мкм2 в слое золота толщиной 600 нм, осажденном на ваАз подложку (Рис. 1.8). В качестве детектора использовалась фотопроводящая антенна, расположенная под центром апертуры на расстоянии 4 мкм. С ее помощью в ближней зоне апертуры измерялась амплитуда электрического поля прошедших ТГц-импульсов. Для увеличения количества проходящего через апертуру ТГц-излучения на ней можно расположить конус или кремниевую линзу, что в эксперименте позволило получить пространственное разрешение 7 мкм при апертуре диаметром 5 мкм на частотах 0-2 ТГц [72].

Как уже говорилось, апертура будет отфильтровывать низкие частоты в зависимости от своего размера. Согласование экспериментальных результатов для

Поскольку максимальное разрешение при использовании апертуры зависит от ее размера, а уменьшение размера апертуры приводит к уменьшению прошедшего через нее излучения, то на практике, как правило, приходят к некоторому балансу между этими величинами. Однако известны работы, в которых были сделаны попытки обойти данное противоречие за счет специальных вычислительных методов, которые получили название дифференциальной ближнепольной оптической микроскопии [83]. В этом случае используется апертура размером порядка длины волны излучения, которая сканирует объект в области его ближнего поля, а прошедший через нее сигнал регистрируется в области дальнего поля. Ближнепольное изображение восстанавливается из полученного массива данных путем взятия его второй производной по координатам. При помощи этого метода было достигнуто разрешение ШО на квадратной апертуре со стороной 100 мкм, облучаемой ТГц квантовым каскадным лазером с длиной волны 105 мкм [28].

Профилированные апертуры

Большую проблему представляет эффективный ввод падающего ТГц-излучения в апертуру. Как правило, падающая волна в фокусе имеет гауссов профиль, а диаметр перетяжки пучка намного превышает диаметр самой апертуры, что не способствует эффективному согласованию. Один из способов повышения эффективности заключается в размещении вокруг субволновой апертуры концентрической периодической структуры [47]. Параметры этой структуры рассчитываются так, чтобы падающее ТГц-излучение резонансно переходило в поверхностные моды, которые распространяются в апертуру, находящуюся в центре окружностей. В результате в апертуру вводится больше ТГц-излучения, что, следовательно, приводит к более сильной дифракции на другом ее конце. В этой работе апертура имела диаметр 100 мкм и толщину 60 мкм. Такая большая толщина была необходима для создания вокруг апертуры концентрического профиля с углублениями шириной 100 мкм, высотой 20 мкм и периодичностью 200 мкм, однако она же приводила к существенной отсечке частот. Тем не менее, для частоты 1.5 ТГц, для которой и была спроектирована структура, удалось получить 20-кратное усиление прошедшего через апертуру сигнала по сравнению с обычным отверстием таких же размеров, а также достигнуть разрешения 50 мкм (Х/4).

Помимо повышения эффективности ввода излучения в апертуру можно использовать некоторые приемы для его более эффективного вывода из отверстия. В частности, размещая на выходе из апертуры острие для более эффективного переизлучения затухающих мод. В качестве примера можно привести работу [48], в которой структурирование поверхности вокруг апертуры, имеющей форму антенны-бабочки (Рис. 1.8), позволило увеличить разрешение до А/17. В работе [52] описывается система, в которой в нескольких нанометрах от апертуры диаметром 8 мкм располагался детектор на основе гетероструктуры ОаАз/АЮаАБ, работающий при криогенной температуре. Было продемонстрировано, что такой детектор регистрирует только эванесцентные волны, прошедшие сквозь отверстие, а достигнутое при длине волны газового лазера 214.6 мкм разрешение составило 8 мкм (А/24).

Волноводы

Известны другие способы эффективного ввода излучения в апертуру. В качестве примера можно привести работу [46], в которой использовалась коническая апертура, выполненная в тонкостенной трубке по аналогии с заостренным волноводом в ближнепольных сканирующих оптических микроскопах. Пространственное разрешение 55 мкм (А/4) на полосе частот до 1.25 ТГц было продемонстрировано на апертуре в форме эллипса 50x80 мкм. Благодаря коническому профилю апертуры не наблюдалось сильного эффекта волноводной отсечки. Также было отмечено, что при сканировании апертурой вдоль главной оси эллипса разрешение уменьшалось. Подобные результаты были получены и на конической апертуре, изготовленной в стальной фольге толщиной 25 мкм [78]. Конус апертуры имел входной диаметр 1.9 мм и 420 мкм на выходе, а в сравнении с пропусканием через две эквивалентные апертуры с такими же диаметрами концентрация ТГц электрического поля на выходе конической апертуры была в 7 раз больше, причем эта концентрация увеличивалась пропорционально уменьшению выходного диаметра. Однако его уменьшение одновременно приводило и к нежелательным эффектам: возрастала частота отсечки и уменьшалась пропускная способность апертуры. Также в работе было продемонстрировано, что поле на выходной грани составляла 10 мкм, а расстояние между пластинами сократилось до 18 мкм (Рис. 1.9). Было показано, что такое заострение не приводит к искажениям регистрируемых волновых форм. Распределение поля на выходе волновода сильно зависит от расстояния между пластинами: отношение поля на входе волновода к полю на выходе экспоненциально стремится к 1 при уменьшении расстояния между пластинами до 0. На частоте 0.12 ТГц была достигнута фокусировка пучка А/260.

Дальнейшее совершенствование идеи привело к созданию плоскопараллельного волновода, заполненного диэлектриком с низкими потерями [54]. Для его изготовления был использован кремниевый брусок, механически заостренный с одного конца так, чтобы выходная грань имела размеры 30x40 мкм2. На две противоположные сужающиеся грани было нанесено металлическое покрытие, в результате чего получался волновод. ТГц-пучок фокусировался на входную грань бруска, распространялся внутри него и постепенно фокусировался между двух металлических сторон. Достигнув конца волновода, он отражался обратно и регистрировался после своего выхода из бруска. В регистрируемом после такого отражения сигнале содержится информация о диэлектрических свойствах образца, находящегося вблизи выходной грани бруска, которую можно извлечь при помощи сложного алгоритма [14]. В ходе эксперимента было достигнуто разрешение ~20 мкм, что соответствует >/200 для 80 ГГц. Также известны и другие диэлектрические зонды, которые исследовались в области миллиметровых волн. Тефлоновый стержень заострялся до конуса с выходным диаметром 1.7 мм и использовался для фокусировки ТГц-излучения, а также для визуализации металлического крестика с толщиной полоски 3 мм на частоте 93.5 ГГц [56].

Комбинация профилированной концентрической структуры с полиэтиленовым волокном, оптимизированным для распространения излучения на частоте 312 ГГц, использовалась для визуализации биологических объектов в работе [26]. ТГц-излучение вводилось в волокно, у обратного конца которого располагалась апертура, окруженная концентрическим профилем, а прошедшее через апертуру излучение взаимодействовало с объектом и регистрировалось при помощи ячейки Голея с разрешением 210 мкм (А/4). Также известны работы по оптимизации формы металдиэлектрических волноводов, однако они не содержат никаких экспериментальных данных [89].

Метод рассеяния

Известно, что металлические края и острые неоднородности хорошо рассеивают любое излучение, которое на них падает [6,55,42]. Если острие зонда, размеры которого меньше длины волны, разместить в непосредственно близости от образца и сфокусировать излучение на эту систему, острие будет рассеивать ближнее поле объекта, который расположен рядом с ним. Это рассеянное поле может быть зарегистрировано как в ближнем, так и в дальнем поле. Таким образом можно получить субволновое разрешение в непосредственной близости от острия зонда. Чтобы отделить информацию о ближнепольном взаимодействии от остального фонового сигнала, зонд, как правило, модулируют на звуковой частоте, а сигнал регистрируют при помощи синхронного усилителя на этой же частоте либо ее высших гармониках. Этот принцип имеет различные реализации, которые мы рассмотрим далее.

Динамический рассеивателъ

Недостатком всех рассмотренных ранее апертур является тот факт, что они изготавливаются раз и навсегда, и в процессе измерения уже невозможно изменить ни их размеры, ни управлять их открытием и закрытием. Однако к решению этой задачи можно подойти с другой стороны и создать т.н. динамическую апертуру. Такая апертура может быть двух видов: положительная, когда в расположенной на пути излучения непрозрачной среде управляемо создается ограниченная прозрачная область, и отрицательная, когда на пути излучения создается маленькая непрозрачная область, выступающая в роли рассеивателя излучения. Информации о положительных апертурах в ТГц-диапазоне обнаружено не было. Что же касается отрицательных апертур, то данный метод был разработан для среднего ИК-диапазона [84] и перенесен в ТГц-область. Его суть заключается во внешней модуляции присутствия апертуры, что позволяет при помощи синхронного усилителя регистрировать информацию только от этой области. sample gating beam parabolic mirrors probe beam

Рис. 1.10 — Схема эксперимента с динамическим рассеивателем [24]

Как правило, для реализации отрицательной апертуры используют полупроводник GaAs [24]. Рассеиватель создается путем оптического возбуждения свободных носителей в полупроводнике, причем используется для этих целей тот же фемтосекундный лазер, который возбуждает ТГц-излучение (Рис. 1.10). Время рекомбинации фотоносителей гораздо больше длительности ТГц-импульса, но не превышает временной интервал между двумя последовательными импульсами из лазера. Это означает, что если импульс возбуждения придет на полупроводник раньше ТГц-импульса, то полупроводник на время длительности ТГц-импульса станет локально непрозрачным в области, ограниченной фокусировкой импульса возбуждения. Импульс возбуждения модулируется при помощи механической вертушки. Данный вид ближнепольного эксперимента очень зависит от того, насколько малы время жизни и диффузионная длина носителей заряда в полупроводнике. Эти параметры варьируются путем правильного подбора полупроводникового материала и уровня его легирования. Использование данного метода позволило получить разрешение 36 мкм на частоте 0.9 ТГц (АЛО) при диаметре фокусировки возбуждающего оптического импульса на GaAs 22 мкм [25]. В работе [36] в качестве полупроводника использовался кремний, облучаемый зеленым лазерным диодом, а достигнутое разрешение на частоте 0.45 ТГц составило 100 мкм (А/6).

Преимущества данного метода заключаются в отсутствии необходимости в сложной экспериментальной установке и в расположении источника либо приемника ТГц-излучения в непосредственной близости от объекта исследования. Единственное, что требуется организовать рядом с объектом — это отрицательная апертура. В реальном эксперименте с уменьшением размера фокусного пятна возбуждающего излучения увеличивается разрешение, однако падает глубина модуляции регистрируемого ТГц-излучения, что приводит к ухудшению соотношения сигнал/шум. С уменьшением фокусного пятна происходит локальное повышение температуры в области фокусировки, что приводит к появлению локальных фотоносителей и, как следствие, также ухудшает отношение сигнала к шуму. На практике эти эффекты вынуждают искать некоторый компромисс между уровнем регистрируемого сигнала и достижимым разрешением.

Указанных недостатков лишен подход, заимствованный в ТГц-область из оптического и инфракрасного диапазонов, носящий название безапертурной ближнепольной сканирующей микроскопии.

Металлическое острие -регистрация в ближнем поле

Идеальным рассеивателем с точки зрения удобства изучения и использования была бы изолированная сфера с радиусом существенно меньше длины волны. Наиболее близкой к сфере геометрической формой, которой удобно пользоваться в эксперименте, является острый зонд, вершина которого рассматривается в качестве эквивалента сферы. Острие зонда размещается в непосредственной близости от освещенного объекта и рассеивает его эванесцентное (затухающее) поле, которое существует только у самой поверхности образца. Разумеется, вклад в рассеяние вносит не только вершина зонда, но и все его тело, но это является необходимой платой за возможность осуществлять точные перемещения зонда относительно образца. Такая геометрия широко используется на оптических частотах для достижения субволнового разрешения и может быть перенесена в ТГц-область. Острие, как правило, изготавливается из металла, который является хорошим рассеивателем и рассматривается как идеальный проводник. Будучи помещенным вблизи образца, зонд начинает рассеивать его ближнее поле, и встает вопрос о регистрации сигнала этого рассеяния. Поскольку сигнал очень мал по отношению к уровню падающего на систему излучения, наилучшим способом получить адекватное соотношение сигнал/шум является его регистрация непосредственно в области ближнего поля, т.е. вблизи острия зонда.

Впервые этот способ был применен в 2002 г. в работе [100]. В качестве детектора использовался электрооптический кристалл ваР, на который был осажден образец. Острие зонда размещалось над образцом, и вся система освещалась падающим ТГц-излучением (Рис. 1.11). Синхронизированный с ним зондирующий импульс фокусировался в пятно 20 мкм на границу раздела образец/кристалл с обратной стороны кристалла, причем покрытие на этой границе подбиралось таким образом, чтобы отражать зондирующий импульс и не влиять на прохождение ТГц-импульса. Зонд рассеивает излучение во всех направлениях и со всеми поляризациями, и электрооптический кристалл подбирался и располагался так, чтобы осуществлялась регистрация только одной компоненты электрического поля: или такой же, как и у падающего импульса, или одной из двух ортогональных ей. Поскольку часть рассеянного зондом излучения будет существовать в виде эванесцентного поля самого зонда, то при определенном выборе ориентации кристалла система детектирования будет нечувствительна к падающему ТГц-излучению и зарегистрирует только эту нераспространяющуюся компоненту, созданную присутствием зонда. Разрешение в такой геометрии ограничено размерами пятна фокусировки зондирующего импульса, а не областью фокусировки ТГц-излучения. В работе представлено измерение компоненты ближнего поля рассеянного на конце металлического зонда электрического поля. Наименьший размер пятна, в который удалось сфокусировать зондирующий импульс, равнялся 8 мкм, что и определило разрешение в полосе 0.1-1.5 ТГц (А/100). Благодаря близости приемника к рассеивающей структуре наблюдалось хорошее отношение сигнала к шуму.

Металлическое острие —регистрация в дальнем поле

В противоположность к описанной выше схеме рассеянное зондом излучение может быть зарегистрировано и в дальнем поле. Подобная методика неоднократно использовалась в оптической и инфракрасной области [42,108]. Несмотря на то, что большинство из таких измерений проводились в геометрии обратного рассеяния, первая работа по регистрации рассеяния на зонде в дальнем поле в ТГц-области была сделана в геометрии зеркального отражения (Рис. 1.11) [23]. В работе использовалась установка ТГц когерентной спектроскопии, содержащая как модуль электрооптического сэмплирования, так и болометрический приемник. Величина рассеянного зондом поля была оценена в 0.4% от падающего излучения. В качестве зонда использовался неколеблющийся вольфрамовый зонд с радиусом закругления вписанной в его вершину окружности 1 мкм, зафиксированный на высоте 200 нм над образцом. Сообщается о достижении разрешения 3 мкм на частоте 2 ТГц (ХУ50). Замена зонда на более острый, такой как используются в атомно-силовой микроскопии, с радиусом 100 нм, позволила перешагнуть субмикронный порог в разрешении и достичь разрешения 150 нм (Х/1000) при сканировании полуизолирующего кремния с нанесенными на него металлическими полосками толщиной 10 мкм. Используя метод контроля поперечных сил, действующих на зонд, при его модуляции с амплитудой ~1 нм, расстояние между зондом и образцом было уменьшено до 20 нм [87]. c.w THz laser bolometer

Рис. 1.11 — Схемы экспериментов с металлическими зондами. Слева - регистрация в ближнем поле [100]; в центре - регистрация в дальнем поле в геометрии прямого рассеяния [23]; справа - регистрация в дальнем поле в геометрии обратного рассеяния [44]

Похожая установка также была описана в работе [109]. В этой установке зонд колебался перпендикулярно исследуемой поверхности с амплитудой 750 нм, а сигнал снимался на частоте колебаний зонда. Авторам удалось получить изображение металлических доменов в неоднородной пленке УОг с пространственным разрешением порядка единиц микрона.

Авторы работы [88], развивая свои разработки в инфракрасной области [43], построили систему, в которой рассеянное на зонде поле регистрируется в направлении обратного рассеяния, а сам зонд представляет собой кантилевер с вольфрамовым острием, который работает в полуконтактном режиме и находится в фокусе параболического зеркала, направляющего на него ТГц-излучение. Излучение собирается по сторонам под углом -90°. Для уменьшения вклада фонового рассеяния на теле зонда используется метод демодуляции сигнала с приемника на низких гармониках частоты колебаний зонда. Экспериментально показано, что спектр рассеянного излучения может быть зарегистрирован на первой и второй гармониках, причем вторая гармоника уже не подвержена влиянию фонового рассеяния. О достигнутом разрешении не сообщается, однако приводятся данные по амплитудному контрасту измеренного сигнала, когда зонд находился над двумя образцами кремния с различным уровнем легирования. В данной работе использовались широкополосные ТГц-импульсы, возбуждаемые в при помощи импульсов титан-сапфирового лазера в генераторе на основе ваЛв и регистрируемые при помощи стандартной техники электрооптического стробирования. В 2008 г. та же группа изменила установку, снабдив ее непрерывным СОг ТГц-лазером и болометром (Рис. 1.11) [44]. По-прежнему демодулируя сигнал на низших гармониках частоты колебаний зонда, они провели синхронную запись топографии образца в режиме атомно-силового микроскопа и распределения его ближнего поля в средней ИК-области на частоте 28 ТГц. На частоте 2.54 ТГц было продемонстрировано пространственное разрешение 40 нм (А/3000), регистрация велась в геометрии обратного рассеяния.

Похожие работы проводились и в других коллективах. К примеру, в работе [98] исследовалось рассеяние на зонде в прямой геометрии при различных временных задержках, и было показано, что пространственное распределение сильно зависит от величины временной задержки.

Любопытно отметить еще одну конфигурацию, в которой зонд использовался для рассеяния ТГц-поля. Ее особенность заключается в том, что генерация ТГц-излучения осуществлялась непосредственно под зондом, на поверхности исследуемого полупроводника, путем фокусировки в эту область оптического излучения накачки [56]. Для привязки системы детектирования к сигналу рассеяния между зондом и полупроводником прикладывалось переменное напряжение смещения. Записанный сигнал очень сильно зависит от расстояния между образцом и зондом, причем переход от отсутствия сигнала до его полного уровня происходит при смещении зонда на 1 нм. При помощи системы ТГц когерентной спектроскопии было продемонстрировано пространственное разрешение 100 нм, ограниченное диаметром используемого острия.

Использование распространяющейся по проволоке моды

Цилиндрическая проволока

Зонд может служить не только в качестве эффективного рассеивателя ТГц-излучения, но и для ввода излучения для распространения по проволоке и его последующей концентрации на острие зонда. ТГц-излучение может распространяться вдоль металлического провода в виде радиально поляризованных поверхностных волн, т.н. волн Зоммерфельда [104]. В работе [5] было показано, что линейно поляризованное ТГц-поле может быть передано на металлическую проволоку при помощи т.н. фазового элемента с изломом профиля (Рис. 1.12). Радиальная мода распространяется вдоль проволоки и благодаря своей осевой симметрии локализуется на ее конце в субволновой области с продольной поляризацией. Этот конец проволоки может быть использован в качестве источника ближнего поля, либо, наоборот, продольное поле может возбуждать на нем радиальную моду, распространяющуюся к фазовому элементу, который трансформирует ее в свободно распространяющийся линейно поляризованный ТГц-пучок. Такая система будет представлять собой пассивную антенну, которая избирательно принимает только продольные компоненты поля. При помощи вольфрамовой проволоки диаметром 0.6 мм и длиной 12 см было достигнуто субволновое разрешение при изучении субволновых отверстий, однако рабочая частота (100 ГГц) была определена фазовым элементом, который был рассчитан и изготовлен под нее.

Рис. 1.12 — Слева - линейно поляризованный ТГц-пучок передается на проволоку при помощи фазового элемента с изломом профиля [5]. Справа - схема эксперимента по распространению ТГц-излучения по заостренной проволоке [11]

Заостренная проволока

В работе [11] проволока с распространяющейся по ней радиальной модой использовалась для зондирования ближнего поля, причем концы проволоки были заточены (Рис. 1.12). Проволока имела длину 150 мм и диаметр 1 мм, а концы были заточены под углом 10° до 10 мкм на концах. Для ввода линейно поляризованного ТГц-излучения на проволоку его фокусировали на один из концов проволоки при помощи линзы. Далее радиально поляризованное излучение распространялось вдоль проволоки и достигало противоположного заостренного конца, где локализовалось в область меньше длины волны, как показано экспериментально в работе [51], что демонстрировало эффект суперфокусировки поля [62,41]. Если конец проволоки был открытым, то часть излучения (22%) отражалась назад, а в случае нахождения у конца проволоки образца отраженный сигнал содержал в себе информацию о его диэлектрических свойствах. Как исходный, так и отраженный импульсы регистрировались при помощи приемника, расположенного вблизи поверхности проволоки. В качестве демонстрации работоспособности такой установки было проведено ближнепольное сканирование пары 20 мкм металлических линий, осажденных на подложке полу изолирующего GaAs на расстоянии 80 мкм. Контраст в измерении формировался за счет различного отражения исходного импульса от металла и полупроводника, а достигнутое разрешение составило 20 мкм на частоте 0.3 ТГц (ХУ50).

Прямое детектирование в ближнем поле

Описанные выше методы наблюдения ближнего поля предполагают, что в его область будет внесена либо апертура, либо рассеивающий зонд. Недостатком этих методов является малая величина измеряемого поля по отношению к падающему на систему излучению, а также вызываемое ими искажение волновой формы исходного импульса. Альтернативный подход заключается в организации источника либо приемника ТГц-излучения с размерами меньше длины волны, который приводится в контакт с исследуемым объектом, в результате чего регистрируемое поле будет ассоциироваться исключительно с областью контакта источника либо приемника с образцом.

Источник вблизи объекта

В работе [59] ТГц-излучение возбуждается в непосредственной близости от исследуемого образца. В качестве локального источника используется кристалл ZnTe либо GaAs толщиной 500 мкм, а приемником выступает болометр. Образец располагается непосредственно на поверхности кристалла, который с обратной стороны облучается сфокусированным фемтосекундым импульсом, генерирующим ТГц-импульс. Образуемый таким способом источник ТГц-излучения существенно меньше длины волны: его размеры зависят от размеров фокусного пятна фемтосекундного лазера и толщины кристалла. На частоте 1.5 ТГц система демонстрирует разрешение 75 мкм (А/3). Используя специальный алгоритм деконволюции и более тонкий кристалл (200 мкм), можно улучшить разрешение на два порядка [60]. Преимущество этого метода заключается в том, что регистрируемый сигнал полностью независим от топографии объекта, а сама экспериментальная установка достаточно проста. В аналогичной работе [106] был представлен крошечный источник ТГц-излучения в виде пленки InAs, закрепленной к острию оптического волокна под углом 45°, при помощи которого было получено разрешение 180 мкм на частоте 0.5 ТГц (А/3). Данная система имеет преимущество в простоте настройки положения ТГц-источника.

Приемник вблизи объекта

По аналогии с апертурой, размещение приемника, размеры которого меньше длины волны, в прямом контакте с образцом, в области его ближнего поля, также позволит увеличить разрешение. Этот принцип можно реализовать в системе когерентной ТГц-спектроскопии с электрооптическим стробированием. Зондирующий пучок в этом случае будет выполнять роль синтезированной апертуры, при помощи которой будет детектироваться ТГц-поле с разрешением, определяемым размерами пятна фокусировки этого пучка.

Один из первых примеров применения этой техники приводится в работе [39]. ТГц-импульс и зондирующий оптический импульс направляются друг навстречу другу на разные стороны электрооптического кристалла ZnTe. Таким образом измеряется ближнее поле источника ТГц-излучения, антенны на основе GaAs. Поскольку авторы не ставили себе целью минимизировать пятно фокусировки зондирующего пучка, то полученное разрешение составило всего 0.5 мм.

Похожий метод был продемонстрирован на микроволновых частотах (100 ГГц) в работе [105]. В ней исследуется поле двумерного микрополоскового излучателя при помощи различных кристаллов: ваАв, ВЭО, ЫТаОз. Благодаря использованию различных кристаллов появляется возможность независимо измерить различные компоненты поля в плоскости над антенной. В результате были получены двумерные распределения амплитуды электрического поля и фазы с пространственным разрешением 8 мкм (А/375). Та же конфигурация, но с более широкой спектральной полосой и в более высоких частотах была реализована в работе [91]. В ней использовался кристалл ЫТаОз для измерения ТГц-импульса, распространяющегося вдоль копланарной полосковой линии на СаАз. Как и в первой работе, кристалл перемещался над образцом, причем авторы отмечали влияние расстояния между кристаллом и образцом на результаты измерения и рекомендовали использовать рабочее расстояние 0.5 мкм.

Рис. 1.13 — Слева - ТГц-излучение фокусируется на объект, находящийся на поверхности электрооптического кристалла. Встречный зондирующий пучок используется для измерения компонентов ближнего электрического ТГц-поля [92]. В центре - вместо электрооптического кристалла в аналогичной схеме использован фото проводящий детектор [16]. Схема эксперимента, в котором образец помещается между двумя электрооптическими кристаллами, предназначенными для генерации и детектирования ТГц-излучения в области ближнего поля

Путем специального подбора кристалла можно минимизировать его взаимодействие с образцом либо сделать это взаимодействие более однородным. Эта идея была реализована в работе [101]. Авторы использовали большой электрооптический кристалл ОаР, приведенный в контакт с образцом. Поляризация зондирующего импульса и ориентация кристалла подбирались таким образом, что становилось возможным независимо измерять все три компоненты ближнего электрического поля. Первые измерения по этой методике относились к образца [21] исследованию поля, дифрагировавшего на одиночной щели и на одномерном массиве щелей [92]. ТГц-пучок фокусировался на одну сторону образца, а большой электрооптический кристалл находился на расстоянии 50 мкм с другой его стороны. Зондирующий пучок фокусировался в пятно размером меньше 10 мкм на обратную сторону кристалла, покрытую слоями 8Юг и ве, отражался и направлялся в систему детектирования (Рис. 1.13). Присутствие ТГц-поля внутри кристалла изменяет его показатель преломления и тем самым влияет на эллиптичность циркулярно поляризованного зондирующего пучка. Электрооптический кристалл сканируется пучком во всех направлениях для определения временной эволюции электрического поля, причем для каждой из трех компонент поля используется отдельная конфигурация. В работе [92] было измерено ТГц-излучение, проходящее через щель 50 мкм в металлической фольге. Т.к. исследуемая система симметрична, измерялись только х и г-компоненты поля в плоскости х-у. Полученное разрешение - 20 мкм, полоса частот - 1.5 ТГц. Эта техника была использована для измерения ближнего поля металлической сферы и одиночного квадратного отверстия в металлической фольге [4].

Наиболее сложной для измерения является компонента ближнего поля, перпендикулярная поверхности структуры. Ее амплитуда быстро затухает с увеличением расстояния между образцом и кристаллом. Для более точного измерения этой компоненты исследуемая структура была осаждена непосредственно на поверхности электрооптического кристалла, что позволило избавиться от влияния зазора между образцом и кристаллом на результаты измерения. Было измерено полное ближнее ТГц-поле, выходящее из одиночной апертуры, осажденной на кристалле [3].

Чтобы получить высокое разрешение при помощи электрооптического кристалла, область взаимодействия на нем должна быть достаточно мала, для чего требуется тонкий кристалл и хорошая фокусировка зондирующего пучка. К сожалению, это одновременно приводит к уменьшению изменения эллиптичности поляризации зондирующего пучка. Однако электрооптический эффект в тонких кристаллах (3 мкм) может быть усилен при помощи оптических резонаторов [70]. Фотон зондирующего пучка захватывается внутри активного резонатора, в котором происходит электрооптический сдвиг фазы за счет двух распределенных брэгговских отражателей. Усиление электрооптического эффекта приводит к повышению пространственного разрешения до величин меньше 1 мкм на частотах 0-3 ТГц. Ширина полосы регистрируемого сигнала сильно зависит от длительности зондирующего импульса внутри резонатора. Увеличение добротности резонатора, с одной стороны, приводит к увеличению электрооптического сигнала, но, с другой стороны, уменьшает ширину полосы.

У метода, подразумевающего фокусировку зондирующего пучка, есть большой недостаток в виде низкой скорости получения изображения, т.к. для его получения приходится механически поточечно смещать образец. В работе [29] было продемонстрировано, что система электрооптического стробирования может быть совмещена с ПЗС-камерой. В их работе зондирующий пучок фокусируется в пятно 2 мм на поверхности кристалла ZnTe. ТГц-излучение фокусируется в пятно таких же размеров на другую сторону кристалла. После отражения от поверхности кристалла зондирующий импульс проходит через поляризатор, в результате чего изменения в его поляризации переводятся в модуляцию интенсивности, которую и измеряет ПЗС-матрица размером 512x512 пикселей. В работе показано, что такая система способна получать изображения в ТГц-диапазоне с частотой 2.7 кадров/сек и разрешением 70 мкм на длине волны 300 мкм (А/4).

В качестве детектора может использоваться не только электрооптический кристалл. В работе [16] система когерентной ТГц-спектроскопии была оснащена приемником на основе кремния на сапфире в качестве зонда ближнего поля. На кремниевую подложку осажден Н-образный электрод, а пучок зондирующего излучения фокусируется сквозь сапфировую подложку на 10 мкм фотопроводящий зазор (Рис. 1.13), который наряду с размерами фокусного пятна этого пучка определяет максимальное разрешение системы: 20 мкм на частоте 0.7 ТГц (А/20). Измерение в такой схеме чувствительно к поляризации ТГц ближнего электрического поля, однако его нельзя провести в контакте с образцом, т.к. зазор между приемником и образцом ограничен 35 мкм.

Также необходимо упомянуть о единственном пока что коммерчески доступном ТГц-зонде. Он представляет собой фотопроводящее острие, укрепленное на клине с качестве приемника ближнего поля используется острый металлический зонд, на котором происходит рассеяние компонентов ближнего поля. Однако, как и отмечалось выше, особенности реализации данного метода приводят к тому, что регистрируемый сигнал содержит в себе информацию не только о распределении ближнего поля, но и о рассеянии падающего ТГц-излучения на зонде и исследуемом образце. Это неизбежно приводит к задаче о построении некоторой модели, которая бы могла описать процесс взаимодействия ТГц-излучения с системой, содержащей зонд и объект. Ее решение представляется очень актуальным, поскольку от него зависит правильность интерпретации данных о свойствах объектов в ТГц-диапазоне с очень высоким пространственным разрешением. Такие модели предлагались авторами нескольких работ, которые мы и опишем ниже.

Так, в частности, зонд может рассматриваться в рамках теории Ми в качестве простого рассеивателя, который находится над плоской поверхностью. Этот подход используется авторами работы [55], которые в рамках квази-электростатической теории описывают взаимодействие между поляризуемой сферой, аппроксимирующей зонд, и ее наведенным поверхностными зарядами изображением в образце.

Согласно модели, сфера имеет радиус а, поляризуемость а и расположена на расстоянии z=r-a над образцом. Образец, в свою очередь, представляет собой диэлектрическое или металлическое полупространство с комплексной диэлектрической проницаемостью е (Рис. 1.15).

Рис. 1.15 — Система из поляризуемой сферы с дипольным моментом р и ее изображения с дипольным моментом р', на которую падает внешнее электрическое поле Е, ориентированное перпендикулярно (слева) и параллельно (справа) поверхности образца [55]

Заключение диссертации по теме «Оптика», Самойлов, Леонид Леонидович

Заключение

В ходе выполнения данной работы были получены следующие результаты:

1. Показано, что сигнал, связанный с процессом взаимодействия ближнепольных компонентов ТГц-поля с исследуемым объектом, находящимся вблизи зонда, может быть зарегистрирован путем последовательной фильтрации общего сигнала рассеяния терагерцового излучения на системе «зонд-исследуемый объект» сначала на частоте со0 модуляции основного терагерцового излучения, а затем на частоте а>3 вертикальных колебаний зонда относительно исследуемого образца ((о3«со0).

2. Показано, что в результате рассеяния сфокусированного гауссова терагерцового пучка на зонде безапертурного ближнепольного терагерцового микроскопа, имеющем форму конуса с малым углом раствора либо тонкого цилиндра, как на конце зонда, так и в области неоднородного возбуждения на границе перехода от области возбуждения к области тени возбуждаются дифракционные краевые волны.

3. Экспериментально показано, что зонды с вогнутым коническим профилем позволяют увеличить сигнал рассеяния по сравнению с зондами с выпуклым конусом.

4. Обнаружен эффект, связанный со спектральной перестройкой рассеянного зондом терагерцового излучения при увеличении амплитуды его модуляции.

5. Проведено экспериментальное исследование пространственного распределения концентрации носителей заряда в полупроводниковых микро- и наноструктурах при помощи безапертурного ближнепольного ТГц-микроскопа. На основе расчетов проведена оценка концентрации носителей заряда в заданной области полупроводника.

На основании данных результатов могут быть сформулированы следующие рекомендации. Во-первых, поскольку предложенный способ регистрации компонентов ближнего терагерцового поля позволяет выделить очень слабый сигнал рассеяния локального терагерцового поля на зонде на фоне большого сигнала, связанного с отражением и рассеянием исходного ТГц-импульса на крупномасштабных неоднородностях системы «зонд-объект», то его применение в системах ТГц безапертурной ближнепольной микроскопии представляется практичным и целесообразным. Во-вторых, полученные теоретические и экспериментальные результаты о взаимодействии падающего ТГц-поля с зондом и о влиянии формы зонда и амплитуды модуляции его вертикального положения на характеристики рассеянного терагерцового излучения могут быть использованы при выборе зондов и режимов работы терагерцового безапертурного ближнепольного микроскопа.

В рамках данной работы остался неосвященным ряд вопросов. В частности, эффект влияния формы зонда на величину дифференциального ТГц-сигнала может быть проработан более детально в направлении формирования заданного распределения поля вокруг острия путем соответствующего моделирования и дальнейшего управляемого изготовления формы зонда. С данным вопросом связана задача воспроизведения необходимой формы зонда в процессе его изготовления. Также следует отметить, что не было подробно исследовано влияние формы зонда на спектр рассеянного зондом ТГц-излучения. Исследование в указанных направлениях представляется перспективным для дальнейшей разработки данной темы.

Благодарности

Я хочу выразить глубокую и искреннюю благодарность своему научному руководителю, а также моим коллегам из ФТИ им. А.Ф. Иоффе, НИУ ИТМО и ООО «НТ-СПб» за помощь в организации и проведении работы и их ценные замечания, которые они осуществляли на протяжении всего выполнения работы и в ходе написания текста диссертации. Отдельную благодарность я выражаю своей семье и друзьям за их мощную моральную поддержку.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Самойлов, Леонид Леонидович, 2013 год

1. Adam A. J. L. Review of near-field terahertz measurement methods and their applications // J. Infrared Milli. Terahz. Waves. 2011. T. 32. C. 976-1019.

2. Adam A.J., Valk N.C. van der, Planken P.C. Measurement and calculation of the near field of a terahertz apertureless scanning optical microscope // J. Opt. Soc. Am. B. 2007. T. 24. № 5. C. 1080-1090.

3. Adam A.J.L. и др. Advanced terahertz electric near-fieldmeasurements at sub-wavelengthdiameter metallic apertures // Opt. Express. 2008. T. 16. № 10. C. 74077417.

4. Adam A.J.L. и др. THz near-field measurements of metal structures // Comptes Rendus Physique. 2008. T. 9. № 2. C. 161-168.

5. Adam R. и др. Near-field wire-based passive probe antenna for the selective detection of the longitudinal electric field at terahertz frequencies // Journal of Applied Physics. 2009. T. 106. № 7. C. 073107-7.

6. Aigouy L. и др. Near-field optical spectroscopy using an incoherent light source // Applied Physics Letters. 2000. T. 76. № 4. C. 397-399.

7. Ali R. и др. An Overview of the Technological and Scientific Achievements of the Terahertz // Lecture Notes in Electrical Engineering. Terahertz Technology. Fundamentals and Applications. 2011. T. 77. C. 1-89.

8. Ash E.A., Nicholls G. Super-resolution Aperture Scanning Microscope // Nature.1972. T. 237. № 5357. C. 510-512.

9. Ashley J. R., Palka F. M. Transmission cavity and injection stabilization of an X-band transferred electron oscillator // IEEE MTT-S Int. Microwave Symp. Dig.1973. C. 181-182.

10. Astley V. и др. A study of background signals in terahertz apertureless near-field microscopy and their use for scattering-probe imaging // Journal of Applied Physics. 2009. T. 105. № 11. C. 113117-7.

11. Awad M., Nagel M., Kurz H. Tapered Sommerfeld wire terahertz near-field imaging // Applied Physics Letters. 2009. T. 94. № 5. C. 051107-3.

12. Awad M.M., Cheville R.A. Transmission terahertz waveguide-based imaging below the diffraction limit // Applied Physics Letters. 2005. T. 86. № 22. C. 221107-3.

13. Benicewicz P.K., Roberts J.P., Taylor A.J. Scaling of terahertz radiation from large-aperture biased photoconductors // J. Opt. Soc. Am. B. 1994. T. 11. № 12. C. 25332546.

14. Berta M., Kadlec F. Near-field terahertz imaging of ferroelectric domains in barium titanate // Phase Transitions. 2010. T. 83. № 10-11. C. 985-993.

15. Bethe H.A. Theory of Diffraction by Small Holes // Phys. Rev. 1944. T. 66. № 7-8. C. 163-182.

16. Bitzer A., Walther M. Terahertz near-field imaging of metallic subwavelength holes and hole arrays // Applied Physics Letters. 2008. T. 92. № 23. C. 231101-3.

17. Born A. h ap. Analysis of electrical breakdown failures by means of SFM-based methods // Applied Physics A: Materials Science & Processing. 1998. T. 66. C. 1063-1065.

18. Bouwkamp C.J. On the diffraction of electromagnetic waves by small circular disk and holes // Philips Research Reports. 1950. T. 5. C 401-422.

19. Brucherseifer M. h flp. Label-free probing of the binding state of DNA by timedomain terahertz sensing // Appl. Phys. Lett. 2000. T. 77. C. 4049-4051.

20. Buersgens F., Kersting R., Chen H.-T. Terahertz microscopy of charge carriers in semiconductors // Applied Physics Letters. 2006. T. 88. № 11. C. 112115-3.

21. Chakkittakandy R., Corver J.A., Planken P.C. Quasi-near field terahertz generation and detection // Opt. Express. 2008. T. 16. № 17. C. 12794-12805.

22. Chen H.-T. h ap. Identification of a Resonant Imaging Process in Apertureless Near-Field Microscopy // Phys. Rev. Lett. 2004. T. 93. № 26. C. 267401^.

23. Chen H.-T., Kersting R., Cho G.C. Terahertz imaging with nanometer resolution // Applied Physics Letters. 2003. T. 83. № 15. C. 3009-3011.

24. Chen Q. h ap. Near-field terahertz imaging with a dynamic aperture // Opt. Lett. 2000. T. 25. № 15. C. 1122-1124.

25. Chen Q., Zhang X.-C. Semiconductor dynamic aperture for near-field terahertz wave imaging // Selected Topics in Quantum Electronics, IEEE Journal of. 2001. T. 7. №4. C. 608-614.

26. Chiu C.-M. h ap. All-terahertz fiber-scanning near-field microscopy // Opt. Lett. 2009. T. 34. № 7. C. 1084—1086.

27. Cvitkovic A., Ocelic N., Hillenbrand R. Analytical model for quantitative prediction of material contrasts inscattering-type near-field optical microscopy // Opt. Express. 2007. T. 15. № 14. C. 8550-8565.

28. Degl'Innocenti R. h flp. Differential Near-Field Scanning Optical Microscopy with THz quantum cascade laser sources // Opt. Express. 2009. T. 17. № 26. C. 2378523792.

29. Doi A. h flip. Near-field THz imaging of free induction decay from a tyrosine crystal // Opt. Express. 2010. T. 18. № 17. C. 18419-18424.

30. Duvillaret L. h ap. Analytical modeling and optimization of terahertz time-domain spectroscopy experiments, using photoswitches as antennas // Selected Topics in Quantum Electronics, IEEE Journal of. 2001. T. 7. № 4. C. 615-623.

31. Evenson K.M. h /ip. Extension of Absolute Frequency Measurements to the cw He-Ne Laser at 88 THz (3.39 ^im). // Applied Physics Letters. 1972. T. 20. № 3. C. 133134.

32. Eyben P. h ^p. Probing Semiconductor Technology and Devices with Scanning Spreading Resistance Microscopy // Scanning Probe Microscopy. Electrical and Electromechanical Phenomena at the Nanoscale. Springer. 2007.

33. Fischer B.M. h ap. Far-infrared vibrational modes of DNA components studied by terahertz time-domain spectroscopy // Phys. Med. Biol. 2002. T. 47. C. 3807-3814.

34. Fleming J.W. High-Resolution Submillimeter-Wave Fourier-Transform Spectrometry of Gases // Microwave Theory and Techniques, IEEE Transactions on. 1974. T. 22. № 12. C. 1023-1025.

35. Gallot G. h ap. Terahertz waveguides // J. Opt. Soc. Am. B. 2000. T. 17. № 5. C. 851-863.

36. Gompf B. h ,zjp. Polarization contrast terahertz-near-field imaging of anisotropic conductors // Applied Physics Letters. 2007. T. 90. № 8. C. 082104-3.

37. Graaf S.E. de h ap. A near-field scanning microwave microscope based on a superconducting resonator for low power measurements // Review of Scientific Instruments. 2013. T. 84. № 2. C. 023706-7.

38. Grischkowsky D. h flp. Far-infrared time-domain spectroscopy with terahertz beams of dielectrics and semiconductors // J. Opt. Soc. Am. B. 1990. T. 7. № 10. C. 20062015.

39. Gürtler A. h ap. Terahertz pulse propagation in the near field and the far field // J. Opt. Soc. Am. A. 2000. T. 17. № 1. C. 74-83.

40. Hattori T. h ,qp. Ultrafast semiconductor spectroscopy using terahertz electromagnetic pulses // Science and Technology of Advanced Materials. 2005. T. 6. C. 649-655.

41. He X.-Y. Investigation of terahertz Sommerfeld wave propagation along conical metal wire // J. Opt. Soc. Am. B. 2009. T. 26. № 9. C. A23-A28.

42. Hillenbrand R., Taubner T., Keilmann F. Phonon-enhanced light-matter interaction at the nanometre scale //Nature. 2002. T. 418. № 6894. C. 159-162.

43. Huber A.J. h ¿jp. Simultaneous IR Material Recognition and Conductivity Mapping by Nanoscale Near-Field Microscopy // Advanced Materials. 2007. T. 19. № 17. C. 2209-2212.

44. Huber A.J. h ap. Terahertz Near-Field Nanoscopy of Mobile Carriers in Single Semiconductor Nanodevices //Nano Lett. 2008. T. 8. № 11. C. 3766-3770.

45. Huber R. h ap. How many-particle interactions develop after ultrafast excitation of an electron-hole plasma // Nature. 2001. T. 414. № 6861. C. 286-289.

46. Hunsche S. h ap. THz near-field imaging // Optics Communications. 1998. T. 150. № 1-6. C. 22-26.

47. Ishihara K. h ap. Terahertz Near-Field Imaging Using Enhanced Transmission through a Single Subwavelength Aperture // Jpn. J. Appl. Phys. T. 44. № 29. C. L929-L931.

48. Ishihara K. h ,np. Terahertz-wave near-field imaging with subwavelength resolution using surface-wave-assisted bow-tie aperture // Applied Physics Letters. 2006. T. 89. №20. C. 201120-3.

49. Jackson J. Classical Electrodynamics / 3-e Wiley. 1998. C. 410^13.

50. Jacob R. h ap. Intersublevel Spectroscopy on Single InAs-Quantum Dots by Terahertz Near-Field Microscopy //Nano Lett. 2012. T. 12. № 8. C. 4336-4340.51.52,53,54,55