Физические принципы создания спектральных зондов для систем оптической микроскопии ближнего поля тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

На правах рукописи

Кучмижак Александр Андреевич

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРИНЦИПЫ СОЗДАНИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЗОНДОВ ДЛЯ СИСТЕМ ОПТИЧЕСКОЙ МИКРОСКОПИИ БЛИЖНЕГО ПОЛЯ

01.04.21 - Лазерная физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

1 8 ОКТ 2012

Владивосток - 2012

005053633

005053633

Работа выполнена в Федеральном бюджетном учреждении науки Институте автоматики и процессов управления Дальневосточного отделения РАН.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

профессор Витрик Олег Борисович

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор Букин Олег Алексеевич доктор физико-математических наук, профессор Евтихиев Николай Николаевич

Ведущая организация: Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Научный центр волоконной оптики Российской академии наук.

Защита диссертации состоится «25» октября 2012 г. в 12 часов на заседании диссертационного совета Д 005.007.02 при Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте автоматики и процессов управления Дальневосточного отделения Российской академии наук по адресу: 690041, г. Владивосток, улица Радио, дом 5, ауд. 510.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИАПУ ДВО РАН.

Автореферат разослан "20" сентября 2012 г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат технических наук,

доцент Гамаюнов Е.Л.

I. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы

В настоящее время апертурная сканирующая ближнепольная оптическая микроскопия (СБОМ) является мощным инструментом исследования топографических, оптических и спектроскопических свойств различных объектов с субволновым пространственным разрешением. Со времени первой демонстрации в 1984, эта методика активно применялась в различных областях исследований, таких как получение изображений полупроводниковых и биологических объектов с высоким пространственным разрешением, детектирование флуоресценции единичных молекул и квантовых точек, модификации поверхностной структуры для сверхплотной записи информации и др. В основе СБОМ лежит принцип локализации света на субволновых масштабах. В наиболее распространенной модификации СБОМ для этих целей используется сканирующий зонд, выполненный в виде сильно сужающегося по направлению к выходному торцу волоконного световода, покрытого тонкой металлической оболочкой, формирующей на наконечнике световода субволновую апертуру. Как правило, диаметр апертуры не делается меньше, чем АЛО, где X - длина волны используемого излучения. В противном случае пропускающая способность такого зонда становится чрезмерно малой и чувствительность фотоприемных устройств оказывается недостаточной для регистрации малых изменении интенсивности излучения, рассеянного или прошедшего через исследуемый объект. Как видно, малая пропускная способность апертурных зондов накладывает ограничение на минимальный размер выходной апертуры и, соответственно, на пространственное разрешение апертурных систем СБОМ.

Один из подходов к увеличению пространственного разрешения систем СБОМ заключается в увеличении интенсивности эванесцентного источника излучения за счет повышения мощности вводимого в зонд излучения. Тем не менее, сильная диссипация энергии в металлическом покрытии зонда приводит к сильному нагреву его наконечника и последующему разрушению. Для

3

увеличения порога разрушения апертурных зондов было предложено наносить на его конусообразную часть дополнительные адгезионные слои или многослойные металлические покрытия, однако это не позволило добиться существенного увеличения пространственного разрешения методов СБОМ. Достигнутая величина пространственного разрешения, ограничиваемая вследствие недостаточной чувствительности амплитудных методов регистрации сигнала, по-видимому, приближается к своему пределу. Поэтому разработка принципиально нового метода повышения чувствительности и, следовательно, разрешающей способности методов СБОМ является важной практической и научной задачей.

Значительное увеличение чувствительности оптических измерительных систем достигается при переходе от амплитудных принципов регистрации измеренного оптического сигнала к интерферометрическим. Поэтому, в данной диссертационной работе аналогичный подход используется для увеличения чувствительности и, как следствие, разрешающей способности методов СБОМ. В этом случае, сканирующий зонд может быть выполнен в виде волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо (ИФП) в выходном зеркале которого формируется наноразмерная диафрагма, представляющая субволновой эванесцентный световой источник. Взаимодействие излучения на выходе этой диафрагмы с поверхностью исследуемого объекта будет приводить к изменению фазы распространяющегося в резонаторе интерферометра излучения и, тем самым, к смещению пиков спектра отражения ИФП, по величине которого можно будет определить расстояние между поверхностью исследуемого объекта и эванесцентным источником. Однако, физические закономерности, описывающие процесс взаимодействия эванесцентного светового источника, сформированного в выходном зеркале интерферометра Фабри-Перо, с поверхностью исследуемого объекта, приводящее к смещению спектральных максимумов интерферометра Фабри-Перо, до сих пор остаются не изученными. Не исследованы вопросы, связанные с определением оптимальных геометрических параметров зонда на основе волоконного интерферометра Фабри-Перо, а также технологией его создания. Не выяснены во-

просы о вертикальном и латеральном разрешении, которое может обеспечить такой зонд.

Цель и задачи работы Целью данной работы является разработка физических принципов спектральной апертурной микроскопии ближнего поля с применением в качестве сканирующего зонда волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с эванесцентным световым источником, сформированным в его выходном зеркале.

Для достижения поставленной цели необходимо решить следующие задачи:

• Разработать физические принципы, описывающие процесс изменения фазы световой волны в интерферометре Фабри-Перо вследствие взаимодействия эванесцентного светового источника, сформированного в его выходном зеркале, с поверхностью исследуемого объекта. В рамках данной модели необходимо исследовать зависимость величины смещения максимумов спектра отражения ИФП от изменения расстояния между, сформированным в его выходном зеркале субволновым эванесцентным источником и поверхностью внешнего объекта, а также определить оптимальные геометрические параметры зонда.

• Разработать технологию создания спектрального ближнепольного зонда с заданными параметрами.

• Провести экспериментальные измерения вертикального и латерального разрешения разработанного зонда на основе волоконного интерферометра Фабри-Перо, а также исследовать возможность его использования для восстановления топографического профиля тестовых объектов.

Научная новизна работы Новизна данной диссертационной работы заключается в следующем:

• впервые теоретически и экспериментально исследована зависимость величины смещения максимумов спектра отражения ИФП от изменения расстояния между, сформированным в его выходном зеркале суб-

волновым эванесцентным источником и поверхностью внешнего объекта;

• впервые показано, что в случае, когда объект микроскопического исследования находится в зоне действия эванесцентного светового источника, величина смещения максимумов спектра отражения интерферометра Фабри-Перо прямо пропорциональна расстоянию до объекта исследования;

• впервые разработаны экспериментальные методики создания спектральных зондов на основе волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с субволновым источником, находящимся в плоскости выходного зеркала, а также выдвинутым за нее за счет наноразмерного конусообразного выступа;

• впервые в системах апертурной сканирующей оптической микроскопии ближнего поля достигнуто сверхвысокое вертикальное (не хуже, чем А/100) и латеральное (не хуже, чем А/40) разрешение.

Практическая значимость работы

Практическая значимость работы заключается в том, что полученные в работе результаты открывают возможность создания систем апертурной спектральной микроскопии ближнего поля принципиально нового типа, с пространственным разрешением, существенно превышающим разрешение существующих систем, использующих амплитудный принцип регистрации.

Выносимые на защиту положения

1. Применение спектрального принципа регистрации сигнала о взаимодействии эванесцентного светового источника с объектом микроскопического исследования позволяет достичь сверхвысокого вертикального (не хуже, чем А/100) и латерального (не хуже, чем А/40) разрешения в системах сканирующей оптической микроскопии ближнего поля.

2. Регистрация спектрального сигнала о взаимодействии эванесцентного светового источника с объектом микроскопического исследования

обеспечивается использованием зонда в виде волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с субволновым эванесцентным световым источником. Субволновой источник в виде наноразмерной диафрагмы может быть расположен в плоскости выходного зеркала интерферометра, а также выдвинут за нее за счет создания наноразмерного конусообразного выступа.

3. В случае, когда объект микроскопического исследования находится в зоне действия эванесцентного светового источника, величина смещения максимумов спектра отражения интерферометра Фабри-Перо прямо пропорциональна расстоянию до объекта исследования.

4. Создание экспериментальных макетов спектральных зондов на основе волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с субволновым источником, находящимся в плоскости выходного зеркала, а также выдвинутым за нее за счет наноразмерного конусообразного выступа, может быть обеспечено использованием методов селективного химического и ионно-лучевого травления.

Апробация результатов работы.

Апробация результатов работы проводилась на следующих международных, всероссийских и региональных конференциях:

1. Всероссийская конференция по волоконной оптике ВКВО-2009, Пермь (Россия) 2009.

2. Научная сессия НИЯУ МИФИ, Москва (Россия) 2010.

3. Всероссийский конкурс-конференция молодых физиков, Москва (Россия) 2010.

4. Asia-pacific Conference on Fundamental Problems of Opto- and Microelectronics APCOM'2010, Seoul (Korea) 2010.

5. International Conference of Advanced Laser Technologies ALT'10, Egmond aan Zee (Netherlands) 2010.

6. Научная сессия НИЛУ МИФИ, Москва (Россия) 2011.

7. Asia-pacific Conference on Fundamental Problems of Opto- and Microelectronics APCOM'2011, Samara/Moscow (Russia) 2011.

8. Всероссийская конференция по волоконной оптике ВКВО-2011, Пермь (Россия) 2011.

Публикация результатов работы.

Основные результаты, полученные в диссертации, опубликованы в 11 печатных работах, в том числе 5 статей - в журналах, входящих в Перечень ВАК РФ.

Личный вклад автора.

Автором лично подготовлены и проведены эксперименты, выполнены обработка экспериментальных данных и интерпретация полученных результатов. Все результаты, представленные в работе, получены соискателем лично, либо в соавторстве при его непосредственном участии.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и списка литературы. Объем диссертации 121 страница, включая список литературы, 52 рисунка и 2 таблицы. Список цитированной литературы содержит 147 наименований, включая публикации автора по теме диссертации.

II. СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность работы, дана общая характеристика научной проблемы, сформулирована цель и поставлены задачи исследований.

В первой главе на основе метода конечных разностей во временной области исследовано распределение электромагнитного поля в интерферометре Фабри-Перо (рис. 1(a)) с наноразмерной диафрагмой, сформированной в его выходном зеркале, а также на выходе этой диафрагмы (рис. 1(6)). Ис-

8

следована зависимость величины спектрального смещения АХ, от изменения расстояния Ь5 между сформированным в выходном зеркале ИФП эванесцент-ным источником и поверхностью внешнего объекта (рис. 1 в). Показано, что сдвиг резонансной длины волны интерферометра определяется относительным перемещением внешнего объекта Ь5/ЬГ(ЬГ - длина резонатора). Установлено, что для выходных диафрагм малого диаметра прямая пропорциональность между величинами и Ь5 сохраняется только для малых расстояний между эванесцентным источником и внешним объектом, сравнимых с О. ■

О 0,0054 0,010» 0,0162 0,0216 0,027

ИД

10 11 12 13 14 1$ 16 17 18 19 х,мт

Рис. 1. Свойства зонда на основе плоскопараллельной геометрии расположения зеркал, (а) Распределение поперечной компоненты электромагнитного поля Ег внутри волоконного интерферометра Фабри-Перо, содержащего субволновую диафрагму и на выходе этой диафрагмы (б) с диаметром В=Х/15. На вставках I и IIрисунка 1(6) показано распределение Е2 вблизи выходной диафрагмы в проекциях уг и хг (использовано логарифмическое масштабирование). Зависимость относительного сдвига резонансной длины волны є от относительного изменения расстояния Ш (кривая 1 получена при диаметре диафрагмы £>= 1/40, кривая 2 - при В= Х/15, кривая 3 - при В= А/Я, кривая 4 — й=5Х).

Установлено, что крутизна линейного участка зависимости ДА.5(Ь5), определяющая спектральную чувствительность ИФП к смещению внешнего объек-

та а5 изменяется в пределах от 0,07 до 0,14, при изменении диаметра выходной диафрагмы от А/40 до Л/15, соответственно.

Рассчитана зависимость величины спектрального смещения ДХ5 от изменения расстояния Ь3 между поверхностью внешнего объекта и вынесенным эванесцентным световым источником, сформированным на вершине конусообразного выступа одного из зеркал ИФП (рис. 3(6)). Показано, что, как и для случая ИФП с плоскопараллельной геометрией расположения зеркал, сдвиг резонансной длины волны в ИФП с конусообразным выступом определяется относительным перемещением внешнего объекта Ь5/Ьг.

Х1сопе

Рис. 2. Зависимость добротности интерферометра Фабри-Перо Q от высоты конусообразной части световода hco„e: кривая 1 получена на основе численных расчетов, кривая 2 — для экспериментального ИФП (толщина зеркальных покрытий на входном и выходном торцах ИФП толщинами dexl~100 нм (коэффициент отражения Rext~0.95) и d¡„, ~25 нм (коэффициент отражения R¡„r-0.7), соответственно).

На основе метода конечных разностей во временной области исследована зависимость добротности ИФП Q от высоты конусообразного выступа hcone (рис. 2). Установлены, что при высоте конусообразного выступа hCone=800 нм и диаметре его основания Dcone=8 мкм обеспечивается локальный максимум добротности ИФП. Показано, что для такого выступа величина добротность ИФП приблизительно в 3 раза меньше, чем для ИФП с плоскопараллельной геометрией расположения зеркал.

Установлено, что спектральная чувствительность ИФП с оптимальным конусообразным выступом к смещению внешнего объекта изменяется в пределах 0,052 < as<0,105 при изменении диаметра выходной диафрагмы от А/40 до А/15.

Установлено, что для обеспечения вертикального пространственного разрешения -А/40, значение добротности резонатора плоскопараллельного ИФП должно быть не меньше, чем Qnop=26.8-103, что достигается при коэффициентах отражения входного и выходного золотых покрытий R|nt=0.45 и Rext=0.9, соответственно, и угле рассогласования 0 нормали к плоскости зеркал и оптической оси ВС не более 1.5°. Для ИФП с конусообразным выступом оптимального размера требуемые значения добротности ИФП и вертикального разрешения обеспечиваются при таких же RextH 0, но чуть более высоком коэффициенте отражения входного золотого покрытия Rint=0.5.

Ez,a.u. 420

0,0015 0,0012 0,0009 0,0006 0,0003

/

/ yS

2

/SP"

CQTO

х, um

0,0054 0,0108 0,0162 0,0216 0,027

h/L

(6)

Рис. 3. Свойства зонда на основе ИФП с конусообразным выступом высотой Исопе=800 нм. (а) Распределение поперечной компоненты Ег электрического поля в волоконно-оптическом интерферометре Фабри-Перо(а) и на выходе субволновой диафрагмы для резонансной длины волны 1554 нм. Распределение Е? на выходе из субволновой диафрагмы диаметром 0=100 нм представлено в логарифмическом масштабе, (б). Относительный сдвиг резонансной длины волны ИФП с конусообразным выступом е как функция относительного изменения расстояния ИУЬГ, рассчитанная для диафрагм с диаметрами 0=Х/40 (кривая 1) и Э= М15 (кривая 2).

Во второй главе приводится описание экспериментальных методик, используемых для создания сканирующего зонда на основе интерферометра

Рис. 4. Топографическое изображение конусообразного выступа, сформированного в результате травления в растворе в течении 10 минут (изображение получено при помощи атомно-силового микроскопа). На вставке (а) показано двухмерное топографическое сечение, проведенное через точку с наивысшей высотой. На вставке (б) показано электронное изображение конусообразного выступа высотой ИСОпе=800 нм (Длина масштабной полоски - 2 мкм).

Фабри-Перо с субволновым источником, находящимся в плоскости выходного зеркала, а также выдвинутым за нее за счет наноразмерного конусообразного выступа с параметрами.

Показано, что рекомендованное значение добротности Qnop для обоих типов расположения зеркал интерферометра достигается при использовании на выходном и входном торцах световода в ИФП золотых покрытий с толщинами dext~100 нм (Rext~0.95) и dint -25 нм (R,m~0.7).

Показано, что травление ВС с сердцевиной допированной ионами Ge в растворе NH4OH и HF с объемным соотношением фто-

роводородной кислоты Х=0.5 в течение 10 ми- „ г „

rue. 5. Электронные изо-

нут обеспечивает получение рекомендованных брожения наноразмерных

диафрагм с диаметрами в главе 2 размеров конусообразного выступа. d=100 нм (а) и d=40 нм (б),

Топографическое изображение полученного на сформированных в выходном

зеркале ИФП (Длина мас-торце ВС выступа представлено на рис. 4. штабной полоски -100 нм).

Разработана методика формирования субволновых диафрагм с диаметрами в диапазоне 40-И 00 нм (рис. 5) в зеркальных покрытиях плоскопарал-

дельного ИФП, а также в случае, когда одно из его зеркал имеет конусообразный выступ.

Описана методика создания тестового объекта с плоской передней гранью диаметром 0„р~810 нм для проведения экспериментальных исследований зондов на основе плоскопараллельного ИФП.

Третья глава посвящена экспериментальному исследованию параметров зондов на основе ИФП с эванесцентным световым источником в виде наноразмерной диафрагмы, сформированной в плоскости выходного зеркала интерферометра, а также выдвинутой за нее за счет создания наноразмерного конусообразного выступа.

Приведены описания экспериментальных установок, используемых для экспериментального исследования параметров зондов на основе ИФП с различной геометрий расположения зеркал.

Экспериментально исследована зависимость величины спектрального смещения ДХ5 от изменения расстояния Ь, между сформированным в выходном зеркале ИФП эванесцентным источником и поверхностью внешнего

объекта (рис. 6). Экспериментально подтвержден вывод о том, что для диафрагм малого диаметра (0<100 нм) прямая пропорциональность между величинами ДХ5 и Ь5 сохраняется только для малых расстояний между эванесцентным источником и внешним объектом, сравнимых с диаметром выходной диафрагмы Б.

Показано, что экспериментальная величина а8 в

ДXJX

1-10 2-10 3-10 4-10 5-10 6-10

hs/Lr

Рис. 6. Зависимость величины относительного смещения «центра тяжести» спектральных пиков ИФП субволновой диафрагмой AXJk от относительного изменения расстояния h/Lr между диафрагмой и плоской передней гранью тестового объекта: кривая 1 получена для диафрагмы с диаметром Di=l00 нм, кривая 2 - для диафрагмы с D2=40 нм.

2-3 раза превышает полученные численным методом для одинаковых значе-

13

ний Б значения и изменяется в пределах от 0,343 до 0,21, при изменении диаметра выходной диафрагмы от У15 до Л/40, соответственно. Данный факт объясняется вследствие различия распределений поляризации в плоскости поперечного сечения входящем в состав зонда ВС в численной модели и в экспериментальном случае. С использованием спектрального ближнепольно-го зонда на основе плоскопараллельного ИФП экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестовых объектов с вертикальным разрешением не более 10 нм и латеральным разрешением ~ Л/13 (120 нм для Лс=1550 нм) при диаметре выходной диафрагмы зонда Оі=ЮО нм (рис.7).

Экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестового объекта, представляющего кантилевер атомно-силового микроскопа, спектральным ближнепольным зондом на основе плоскопараллельного ИФП с вертикальным разрешением не более 16 нм и латеральным разрешением —Л/37 (42 нм для Лс=1550 нм) при 02=40 нм (рис. 8).

длул

0,000005

htOD> нм AXJK

300 0,000004

275 0,000003

250 0,000002

225 0,000001

200

О 100 200 ЗСЮ <ИЮ 500 600 700 800

X, НМ

Рис. 7. Результаты восстановления топографического профиля наконечника конусообразно сужающегося световода тестового объекта по величине относительного смещения спектральных пиков ИФП (кривая 1), в сравнении с топографией (кривая 2), измеренной при помощи РЭМ высокого разрешения.

х, нм

Рис. 8. Результаты восстановления топографического профиля наконечника канти-левера АСМ зондом на основе ИФП с выходной диафрагмой диаметром D=40 нм по величине относительного смещения спектральных пиков (кривая 1) в сравнении с топографией (кривая 2), измеренной при помощи АСМ с применением калибровочной решетки TGT1.

Экспериментально исследована зависимость величины спектрального смещения А)ч от изменения расстояния Ь5 между поверхностью внешнего

14

AXJX

MKXJXM

htop, нм

HiHiii1 III П П I2

О МО* 2-ю5 3101 410* 510' 6'10'

Из/к

Рис. 9. Зависимость величины относительного смещения «центра тяжести» спектральных пиков ИФП с выдвинутой субволновой диафрагмой /Ц/Л от относительного изменения расстояния И/Ьг между диафрагмой и плоской передней гранью тестового объекта: кривая 1 получена для диафрагмы с диаметром й 1=100 нм, кривая 2 - для диафрагмы с 02=40 нм.

Рис. 10. Результаты восстановления топографического профиля наконечника кан-тилевера АСМ зондом на основе ИФП с конусообразным выступом оптимальных размеров и выходной диафрагмой диаметром D=40 нм по величине относительного смещения спектральных пиков (кривая 1) в сравнении с реальной топографией (кривая 2), полученной при помощи АСМ.

объекта и вынесенным эванесцентным световым источником, вынесенным за плоскость выходного зеркала ИФП по направлению к исследуемому объекту при помощи конусообразного выступа (рис.9). Экспериментально подтвержден вывод о том, что размеры конусообразного выступа Ьсопе-800 нм и Осопе=8 мкм обеспечивают локальный максимум добротности ИФП. Экспериментально продемонстрировано, что, как и для случая интерферометра с плоскопараллельной геометрией расположения зеркал, для ИФП с выдвинутой субволновой диафрагмой малого диаметра (0<100 нм) прямая пропорциональность между величинами ДА8 и Ь8 сохраняется только для малых расстояний между эванесцентным источником и внешним объектом, сравнимых с О. Установлено, что экспериментальная величина а5 для ИФП с конусообразным выступом оптимальных размеров приблизительно в 2,5 раза превышает полученные численным методом для одинаковых значений О значения и изменяется в пределах от 0,248 до 0,135, при изменении диаметра выходной диафрагмы от А/15 до А/40, соответственно.

Данный факт объясняется несоответствием направлений поляризации фундаментальной моды ВС, входящем в состав зонда, в расчетном и экспе-

риментальном случае. Экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестовых объектов спектральным ближнепольным зондом на основе ИФП с выдвинутой при помощи конусообразного выступа субволновой диафрагмой с вертикальным разрешением не более 40 нм и латеральным разрешением -А/39 (40 нм для Хс=1550 нм) при диаметре выходной диафрагмы 02=40 нм (рис.10).

В заключении подводятся итоги проделанной работы и приводятся важнейшие результаты, полученные в ходе диссертационного исследования.

III. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. Рассчитана и экспериментально исследована зависимость величины смещения максимумов спектра отражения интерферометра Фабри-Перо АХ, от изменения расстояния между, сформированным в его выходном зеркале субволновым эванесцентным источником и поверхностью внешнего объекта для случаев, когда источник представляет субволновую диафрагму в плоскости выходного зеркала интерферометра, а также, когда источник выполняется на вершине конусообразного выступа выходного зеркала. Рассчитаны параметры таких зондов, обеспечивающие максимальное разрешение системам ближнепольной оптической микроскопии.

2. Установлено, что в случае, когда объект микроскопического исследования находится в зоне действия субволнового источника, создаваемого в выходном зеркале спектрального зонда (т.е. расстояние Ь3 между источником и объектом сравнимо с диаметром Б источника), спектральное смещения АХ, прямо пропорционально величине относительного смещения объекта Ь/Ьг, (где Ьг - длина резонатора).

3. На основе методов селективного химического травления и травления сфокусированным пучком ионов разработана технология создания макета спектрального ближнепольного зонда в виде волоконного интерферометра Фабри-Перо с длиной резонатора Ьг= 5 мм и

диаметром выходной диафрагмы в пределах Э=40 - 100 нм, для

16

случаев, когда субволновой источником, находящимся в плоскости выходного зеркала, а также когда выходное зеркало имеет конусообразный выступ с размерами: высота конуса Ьсопе=800 нм и диаметр основания Всопе= 8 мкм .

4. Экспериментально установлено, что относительная спектральная

АЛ,ЬГ

чувствительность аг — ^ д плоскопараллельного зонда на основе интерферометра Фабри-Перо к смещению внешнего объекта на линейном участке зависимости ДХ8(Ь5) варьируется от 0,343 до 0,21 при изменении диаметра его выходной диафрагмы, соответственно, в пределах от А/15 до А/40.

5. Экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестовых объектов спектральным ближнепольным зондом на основе плоскопараллельного интерферометра Фабри-Перо с вертикальным разрешением ~ХУ96 (16 нм для ^=1550 нм ) и латеральным разрешением -А/37 (42 нм для Хс= 1550 нм) в случае Б=40 нм.

6. Экспериментально установлено, что относительная спектральная чувствительность а, зонда с конусообразным выступом к смещению внешнего объекта варьируется от 0,248 до 0,135 при изменении диаметра выходной диафрагмы, соответственно, от А/15 до А/40.

7. Экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестовых объектов спектральным ближнепольным зондом на основе ИФП с конусообразным выступом с вертикальным и латеральным разрешением не более 40 нм (~А/39 для Ас=1550 нм) при диаметре выходной диафрагмы 02=40 нм.

Материалы диссертационной работы полностью отражены в следующих публикациях:

В журналах из перечня ВАК:

Al. Kulchin Yu. N., Vitrik O.B., Kuchmizhak A.A.. Pustovalov E.V. and Nepomnyaschii A.V. «Cavity-based Fabry-Perot probe with protruding subwavelength aperture». Optics Letters, 36(20), 3945-3947 (2011).

A2. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Безвербный A.B., Пустовалов Е.В., Кучмижак A.A. Непомнящий A.B. «Апертурный зонд на основе волоконного резонатора Фабри-Перо для систем ближнепольной оптической микроскопии». Квантовая электроника, 41(3), 249-252 (2011).

A3. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Пустовалов Е.В., Кучмижак A.A. Непомнящий A.B. «Волоконный микрорезонатор Фабри-Перо для систем оптической ближнепольной микроскопии». Кристаллография, 56(5), 966-971 (2011).

A4. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Безвербный A.B., Дышлюк A.B., Кучмижак A.A. «Интерферометрический зонд для систем ближнепольной оптической микроскопии». Письма в Журнал Технической Физики, 36(13), 599-601 (2010).

А5. Кучмижак A.A.. Витрик О.Б., Кульчин Ю.Н. «Сканирующий зонд на основе волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо для систем ближнепольной оптической микроскопии». Физическое образование в вузах. 16(1), 19-20 (2010).

В других журналах и сборниках трудов конференций:

1. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Дышлюк A.B., Кучмижак A.A. «Интерферометрический принцип апертурной ближнепольной оптической микроскопии с применением волоконного резонатора Фабри-Перо». Фотон-экспресс, 78(6), 102-103 (2009).

2. Кучмижак A.A.. Дышлюк A.B., Витрик О.Б., Кульчин Ю.Н. «Исследование принципов апертурной спектральной ближнепольной оптической микроскопии с применением волоконно-оптического резонатора Фабри-Перо». Научная сессия НИЯУ МИФИ. Сборник трудов конференции, 34-35(2010).

3. Kulchin Yu.N., Vitrik O.B., Kuchmizhak A. A. «Interferometric probe for near-field optical microscopy». Pacific Science Review, 12(1), (2010).

4. Kulchin Yu.N., Vitrik O.B., Kuchmizhak A. A. «Interferential probe for aperture near-field optical microscopy». Advanced laser technologies. Book of abstracts. 136(2010).

5. Кучмижак A.A.. Витрик О.Б., Кульчин Ю.Н. «Исследование принципов апертурной спектральной ближнепольной оптической микроскопии с применением волоконно-оптического резонатора Фабри-Перо». Научная сессия НИЯУ МИФИ. Сборник трудов конференции, 84-85 (2011).

6. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Кучмижак А.А. «Зонд на основе волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с выдвинутой субволновой диафрагмой». Фотон-Экспресс, 6,46-47 (2011).

Кучмижак Александр Андреевич

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРИНЦИПЫ СОЗДАНИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЗОНДОВ ДЛЯ СИСТЕМ ОПТИЧЕСКОЙ МИКРОСКОПИИ БЛИЖНЕГО ПОЛЯ

Автореферат

Подписано к печати 11.09.2012 Усл.печ.л. 1.0 Уч.-изд.л. 0.8

Формат 60x84/16 Тираж 100 Заказ 22

Издано ИАПУ ДВО РАН, г. Владивосток, Радио, 5 Отпечатано участком оперативной печати ИАПУ ДВО РАН г. Владивосток, Радио, 5

1. Введение.

2. Глава 2. Анализ процессов изменения фазы световой волны в интерферометре Фабри-Перо, обусловленных взаимодействием эванесцентного источника излучения с внешним объектом.

2.1. Анализ физических явлений, приводящих к смещению спектральных максимумов плоскопараллельного интерферометра Фабри-Перо с субволновой диафрагмой.

2.2. Анализ физических явлений, приводящих к смещению резонансных максимумов интерферометра Фабри-Перо с выдвинутой субволновой диафрагмой.

2.3. Определение оптимальных значений добротности и коэффициентов отражения зеркал интерферометра Фабри-Перо с субволновой диафрагмой.

2.4. Выводы к главе 2.

3. Глава 3. Методики создания зондов на основе интерферометра Фабри-Перо.

3.1. Методика формирования зеркальных покрытий интерферометра Фабри-Перо с заданными параметрами.

3.2. Методика формирования конусообразного выступа на торце волоконного световода.

3.3. Методика формирования субволновых отверстий методом ионно-лучевого травления.

3.4. Методика изготовления тестового объекта для экспериментального исследования зондов на основе плоскопараллельного ИФП.

3.5. Выводы к главе 3.

4. Глава 4. Экспериментальное исследование свойств зондов на основе интерферометра Фабри-Перо.

4.1. Экспериментальные установки для исследования параметров зондов на основе интерферометра Фабри-Перо.

4.2. Экспериментальное исследование параметров зондов на основе плоскопараллельного интерферометра Фабри-Перо с субволновой диафрагмой, сформированной в его выходном зеркале.

4.3. Экспериментальное исследование параметров зондов на основе интерферометра Фабри-Перо с выдвинутой субволновой диафрагмой.

4.4. Выводы к главе 4. 5. Заключение. Список литературы.

Список сокращений

ОМ - оптический микроскоп

СБОМ - сканирующий ближнепольный оптический микроскоп

АСМ - атомно-силовой микроскоп

СТМ - сканирующий туннельный микроскоп

РЭМ - растровый электронный микроскоп

ВС - волоконный световод

ИФП - интерферометр Фабри-Перо

РЭМ - растровый электронный микроскоп

ТИЛ - твердотельные иммерсионные линзы

STED - stimulated emission depletion

STORM - stochastic optical reconstruction microscopy

Исследование топографических особенностей наноструктурированных объектов с высоким пространственным разрешением является актуальной задачей при проведении широкого круга экспериментальных исследований в микро- и наноэлектронике, микробиологии, биохимии, фотонике и т.д. В настоящее время для этих целей активно применяются растровые электронные микроскопы (РЭМ) и зондовые микроскопы.

Растровый электронный микроскоп, использующие для построения изображения сфокусированный пучок электронов, обеспечивают пространственное разрешение до -0.4 нм. Однако ввиду сильного рассеяния электронов в воздушной среде, для достижения пространственного разрешения ~ 1 нм требуется создание высокого вакуума- в камере микроскопа. Кроме того, для получения контрастного изображения слабопроводящих объектов требуется нанесение на них тонкой металлической плёнки. Все это накладывает серьёзные ограничения на объект микроскопического исследования.

Методы сканирующей зондовой микроскопии основаны на детектировании взаимодействия, происходящего между наноразмерным зондом и поверхностью тестового объекта. Наиболее распространёнными методами СЗМ являются сканирующая туннельная микроскопия (СТМ) и атомно-силовая микроскопия (АСМ). Принцип действия СТМ основан на явлении туннелирования электронов через узкий потенциальный барьер между зондом, представляющим собой острую проводящую иглу, и поверхностью исследуемого объекта во внешнем электрическом поле. Использование метода СТМ позволило впервые достичь атомарного разрешения при сканировании поверхности тестового объекта, тем не менее, для достижения такой величины разрешения, как и в растровых электронных микроскопах, требуется создание глубокого вакуума и наличие проводящего объекта.

Недостатка, связанного с необходимостью создания вакуума и использования проводящих образцов, лишен атомно-силовой микроскоп [1] (АСМ), использующий силы притяжения между поверхностью исследуемого объекта и острой иглой, сформированной в гибком кантилевере. Однако, применение АСМ в фармацевтике и биохимии для исследования объектов, находящихся в жидких и гелеобразных средах, существенно затруднено. Кроме того, механическое воздействие острого наконечника кантилевера может привести к повреждению поверхности исследуемого объекта, что ограничивает область применений АСМ-метода при проведении исследований прецизионных объектов микро- и наноэлектроники, фотоники и плазмоники.

Поэтому, при исследовании таких объектов, по-прежнему, широко используются методы классической оптической микроскопии (ОМ). Однако пространственное разрешение классического микроскопа ограничено значением Rmin-0.6098A/NA, где X - длина волны используемого источника излучения, NA - числовая апертура оптической системы [2,3]. Для лучших классических микроскопов, использующих иммерсионные объективы с NA~1, величина пространственного разрешения достигает 200 - 400 нм для видимого спектрального диапазона.

Некоторого увеличения разрешения методов ОМ можно добиться за счет увеличения числовой апертуры оптической системы NA. В работах [4-5] для этих целей использовались твердотельные иммерсионные линзы (ТИЛ) полусферической формы [5] (рис. 1.1 (а)), а также в виде усеченной сферы (оптика Вейерштрасса) [6,7], размещаемые на поверхности исследуемого объекта (рис. 1.1(a)). Использование сферических ТИЛ позволяет улучшить предел разрешения в п раз, где п - показатель преломления материала ТИЛ, который может достигать величины п=3.4, если используемые линзы изготовлены из фосфата галлия (GaP) [4].

Рис. 1.1. Схематическое изображение твердотельных иммерсионных линз: (а) - полусферические ТИЛ; (б) - ТИЛ в форме усеченной сферы; (в) -подповерхностная визуализация при помощи ТИЛ. л

ТИЛ в форме усеченной сферы позволяют улучшить предел разрешения в п раз (рис. 1.1 (б)), однако страдают от сильных хроматических аберраций [4]. Использование ТИЛ дает возможность визуализация подповерхностных слоев исследуемого объекта, т.е. получения оптического изображения его внутренней структуры (рис. 1.1 (в)), однако в данном случае требуется с высокой точностью подбирать форму и показатели преломления ТИЛ [5]. Кроме того, необходимо, чтобы внешняя поверхность исследуемого объекта была идеально гладкой. Максимальное значение пространственного разрешения, достигнутого с применением ТИЛ на основе GaP, составляет 150 нм при длине волны источника излучения Х=\ мкм (~ХУ6), вследствие чего данная методика нашла широкое применение в оптической записи информации [5]. Тем не менее, ТИЛ оказываются малоприменимы для исследования объектов, размеры которых не превышают 100 нм.

Для увеличения латерального и вертикального разрешения классических оптических микроскопов в настоящее время часто применяется конфокальный принцип [8-10], основанный на ограничении светового потока, исходящего не из фокальной области, а также сочетание этого принципа с нелинейными эффектами [11-13] и эффектами насыщения [14,1522]. Схема простейшего конфокального микроскопа представлена на рис. 1.2. Для получения пучка с близким к идеальному гауссовым профилем излучение лазерного источника (1 на рис. 1.2) проходит пространственную фильтрацию при помощи диафрагмы и фокусируется на поверхности исследуемого при помощи собирающей линзы.

Рис. 1.2. Схема оптического конфокального микроскопа. 1 - лазерный луч, 2 - светоделительный куб или дихроическое зеркало, 3 — фокусирующая линза, 4 - исследуемый объект, 5 - высокоточный трёхкоординатный позиционер, 6 — зеркало, 7 — фокусирующая линза, 8 - диафрагма, 9- фотоприёмное устройство. На вставке показан ход лучей в конфокальном микроскопе: лучи, исходящие не из области фокуса обрезаются диафрагмой.

Рассеянное исследуемым объектом лазерное излучение отделяется от излучения источника при помощи светоделительного куба (в случае детектирования сигнала флуоресценции объекта используется дихроическое зеркало) и фокусируется линзой на точечное отверстие, находящееся непосредственно перед детектором. При этом излучение, исходящее не из области фокуса, не проходит через диафрагму фотоприемного устройства и, поэтому, не вносит вклад в формирование оптического изображения (вставка рис. 1.2). Это позволяет значительно увеличить контраст оптических изображений в сравнении с классическим ОМ. При этом пространственное разрешение конфокальных систем, ограниченное, как и в классической оптике, фундаментальным дифракционным пределом, может быть несколько улучшено путем оптимизации эффективной функции рассеяния точки (4л> [11] ,тета-[12], 4л;-тета-конфокальная микроскопия [13]). В данных методиках детектирование оптического сигнала производится одновременно при помощи двух и более расположенных под углом друг другу объективов. Применение указанных методик в сочетании с эффектами двухфотонного и многофотонного возбуждения флуоресцентных молекул [14], используемых для окраски исследуемого объекта, позволяет достичь величины пространственного разрешения менее 100 нанометров.

Наилучшее значение латерального ~ 33 нм [17,23] и вертикального ~45 нм [18] разрешения в системах конфокальной микроскопии достигается за счет применения методики истощения накачки (stimulated emission depletion, STED) [15-22], основанной на использовании вынужденного излучения для селективного пространственного уменьшения населенности возбужденного состояния соответствующего красителя на определенных участках фокальной плоскости (рис. 1.3). Для этих целей используются два импульсных лазера: импульс первого лазера вызывает однофотонное возбуждение в молекуле флуорофора, импульс второго лазера выборочно снижает населенность возбужденных флуорофоров. При этом фокусы возбуждающего и истощающего пучков перекрываются, однако распределение поля STED-пучка в фокальной плоскости подбирается таким образом, чтобы его интенсивность в геометрическом фокусе была равной нулю. Это приводит к снижению населенности возбужденного состояния флуоресцирующих молекул везде, кроме небольшой области с геометрическим центром в точке нулевой интенсивности, размер которой может быть значительно меньше дифракционного предела за счет эффекта насыщения. Данный метод в настоящее время активно применяется для исследования внутренней структуры биологических объектов, в частности, синоптических пузырьков [24, 25], протеинов [17,22] и т.д.

Рис. 1.3. Схема экспериментальной установки конфокального STED-микроскопа: 1 — лазер, осуществляющий возбуждение флуоресцирующих молекул, 2 — лазер, снижающий населенность возбужденных уровней флуорофоров, 3 - полуволновая пластинка, 4,5 — дихроические зеркала, 6 — объектив, 7 - исследуемый объект, 8 - линза, 9 - диафрагма, 10 - лавинный фотодетектор.

Еще большее пространственное разрешение в системах конфокальной микроскопии достигается за счет использования принципов стохастического восстановления изображения (stochastic optical reconstruction microscopy, STORM), заключающийся в том, что теоретически положение флуоресцирующей молекулы может быть определено с точностью до 1 нм [26-32], если будет зарегистрировано достаточное количество фотонов, излученных данной молекулой, а в ее окрестности с поперечными размерами ~А/2 аналогичные молекулы не будут флуоресцировать.

Схематический процесс получения изображения в STORM представлен на рис. 1.4. На первом этапе ((а) и (б) на рис. 1.4) все прикрепленные к исследуемому объекту флуоресцирующие молекулы, находящиеся в фокальном объеме, в результате воздействия мощного лазерного импульса (X = 650 нм) переводятся из возбужденного состояния в основное. Затем, на каждом последующем этапе малая часть флуоресцирующих молекул в фокальном объеме поочередно возбуждаются (А, = 532 нм) и флуоресцирует так, чтобы их изображения в процессе флуоресценции не перекрывались.

Максимальное значение пространственного разрешения, достигнутого в действующих системах STORM, достигает 25 нм в латеральной плоскости и 50 нм в вертикальной, что впервые позволило исследовать внутреннюю структуру [26-30] и динамические процессы, происходящие в живых клетках [31-33].

Хотя описанные выше методы сверхразрешающей микроскопии позволяют, как минимум, на порядок улучшить вертикальное и латеральное разрешение оптических микроскопов дальнего поля и довести его до значения ~АУ30, тем не менее, для получения оптических изображений требуется ввести в исследуемый объект или нанести на его поверхность флуоресцирующие молекулы, что в ряде случаев не представляется возможным. Кроме того, присоединение к наноразмерному объекту флуоресцирующих молекул может изменить его оптические и структурные свойства.

Локализация светового излучения на нанометровых масштабах без использования флуоресцирующих молекул достигается использованием методов в оптической микроскопии ближнего поля [34-105], основанных на применении для построения оптических изображения локализованных эванесцентных световых полей. Методы сканирующей ближнеполевой оптической микроскопии (СБОМ) в зависимости от способа создания таких полей разделяются на безапертурные [34-43] и апертурные [47-78].

Принцип действия безапертурного СБОМ (б-СБОМ) основан на эффекте локального усиления электромагнитного поля вблизи наноразмерных объектов [34-36]. В качестве зонда б-СБОМ (рис. 1.5) наиболее часто используется покрытый металлической пленкой кантилевер АСМ, наконечник которого освещается лазерным пучком [38-43]. При этом, локализованное вблизи наконечника кантилевера излучение рассеивается поверхностью исследуемого объекта, что регистрируется фотоприемным устройством.

Рис. 1.5. Схема изображение безапертурного сканирующего ближнепольного оптического микроскопа. 1— лазерный источник, 2 — сдвигатель частоты, 6 - кантилевер АСМ, 4 - светоделитель, 5 - линза, 6 - металлизированный кантилевер атомно-силового микроскопа, 7 — трехкоординатный позиционер, 8 - исследуемый объект, 9 - система обратной связи, 10 - ПК, 11 - детектор, 12 - синхронный усилитель.

Пространственное разрешение метода б-СБОМ, определяемое радиусом кривизны наконечника металлизированного кантилевера, достигает величины -А/50 для видимого спектрального диапазона. Однако, ввиду сильной фоновой засветки исследуемого объекта и малой интенсивности локально рассеянного излучения, данный метод требует использования сложной системы выделения сигнала, основанной на использовании гомодинных [44] или гетеродинных интерферометров [45,46]. Кроме того, измерение разности фаз должно проводиться с крайне высокой точностью п 1 j'y до 10 рад/гц ) [63], из-за чего системы б-СБОМ не нашли широкого применения.

В системах СБОМ апертурного типа (а-СБОМ) световое излучение локализуется на наноразмерных масштабах при помощи диафрагмы, размер которой существенно меньше длины волны используемого лазерного излучения. При дифракции световой волны на такой диафрагме, излучение локализуется вблизи нее в виде нераспространяющегося эванесцентного поля [56,59,60], экспоненциально затухающего при удалении от диафрагмы. Взаимодействие эванесцентного поля с наноразмерными объектами поверхности исследуемого объекта приводит к преобразованию части нераспространяющихся мод в направляемое излучение, интенсивность которых может быть зарегистрирована фотоприёмным устройством. При этом пространственное разрешение апертурного СБОМ определяется диаметром выходной диафрагмы зонда.

Существуют различные модификации а-СБОМ, различающиеся по способам локализации излучения на поверхности исследуемого объекта и детектирования сигнала. В наиболее распространенной модификации а-СБОМ [47-49,54,55], схема которого представлена на рис. 1.6 а, для создания эванесцентного светового поля используется зонд в виде конусообразно сужающегося волоконного световода с кварцевой сердцевиной, покрытого тонкой металлической плёнкой, формирующей на конце зонда наноразмерную апертуру (рис. 1.6 (б)).

Излучение лазера (1 на рис. 1.6) через волоконный световод вводится в апертурный волоконный зонд (3) и возбуждает на выходе его диафрагмы эванесцентное световое поле. Взаимодействие этого поля с наноструктурами поверхности исследуемого объекта приводит к преобразованию эванесцентных мод в излучательные, интенсивность которых может быть зарегистрирована в рассеянном и прошедшем через объект излучении. Для контроля расстояния Ь между выходной диафрагмой и поверхностью исследуемого объекта зонд прикрепляется к пьезокерамическому камертону резонатору [79,80], резонансная частота колебаний которого изменяется при изменении Ь. О

0.1 мкм б).

10 мкм

Рис. 1.6. Сканирующий ближнепольный оптический микроскоп апертурного типа: (а), схематическое изображение а-СБОМ: 1 - лазерный источник излучения, 2 — собирающая линза, 3 - волоконный световод, 4 - апертурный зонд, 5 — исследуемый объект, 6 — высокоточный трёхкоординатный позиционер, 7,8 — фотоприёмные устройства, собирающие рассеянное исследуемым объектом и прошедший сквозь него излучение, 9,10 — собирающие линзы, 11 — система обратной связи, контролирующая расстояние между зондом и исследуемым объектом, 11 - ПК, 12 — пьезокерамический камертон, (б), изображение наконечника зонда а-СБОМ, полученное при помощи электронного микроскопа высокого разрешения.

В работах [81-84] было показано, что зонд а-СБОМ удобно выполнять в виде кантилевера атомно-силового микроскопа, покрытого металлической пленкой, на вершине которого формируется субволновая диафрагма. В такой схеме не требуется наличие системы обратной связи на основе пьезокерамического камертона, т.к. контроль расстояния «зонд-исследуемый объект» осуществляется при помощи системы обратной связи атомно-силового микроскопа.

Как правило, диаметр выходной апертуры зонда, определяющий разрешающую способность систем а-СБОМ, не делается меньшим, чем ХУ10-А/15 [63], где Л — длина волны используемого излучения. В противном случае затухание световой мощности на конусообразном участке волновода становится чрезмерно большим и чувствительность фотоприемных устройств оказывается недостаточной для регистрации малых вариаций интенсивности рассеянного на микронеровностях планарного рельефа излучения. Как видно, системы а-СБОМ, использующие для локализации светового излучения наноразмерную диафрагму на конце сужающегося металлизированного волоконного световода, позволяют почти на порядок превзойти фундаментальный дифракционный предел. Тем не менее, вследствие перехода к топологической норме 30-150 нм в микроэлекторонике, освоению такого же размерного диапазона для структурных элементов фотоники и плазмоники, создание и внедрение липосомных контейнеров с размерами 2050 нм для адресной доставки химических веществ и лекарственных препаратов в фармацевтике и другие приоритетные задачи требуют существенного улучшения разрешения неразрушающих методов оптической микроскопии. Поэтому разработка принципиально новых методов микроскопического исследования объектов с вертикальным и латеральным разрешением не хуже -А/40 представляет одну из ключевых проблем современной микроскопии ближнего поля.

Один из подходов к увеличению пространственного разрешения систем а-СБОМ заключается в увеличении интенсивности эванесцентного источника излучения за счет повышения мощности вводимого в зонд излучения. Тем не менее, сильная диссипация энергии в металлическом покрытии зонда приводит к сильному нагреву его наконечника. В частности, в работе [85] было показано, что при входной мощности лазерного излучения -10 мВт, зонд нагревается до нескольких сотен градусов Цельсия, что приводит к разрушению его металлического покрытия. Для увеличения порога разрушения апертурных зондов было предложено наносить на его конусообразную часть дополнительные адгезионные слои или многослойные металлические покрытия [86], однако это не позволило добиться существенного увеличения пространственного разрешения методов а-СБОМ.

Рис. 1.7. Схема работы системы туннельного растрового оптического микроскопа: 1 - лазер, 2 - призма, 3 — исследуемый объект, 4 -безапертурный зонд, 5 - высокоточный трёхкоординатный позиционер, 6 -волоконный световод, 7 - фотоприёмное устройство, 8 - система обратной связи, 9 - ПК, 10- поглотитель пучка.

Попытка решения проблемы низкой пропускной способность субволновых диафрагм была сделана в [73, 87-89] за счет использования конусообразно сужающегося зонда без металлического покрытия. Данный принцип (на рис. 1.7) получил название сканирующая туннельная оптическая микроскопия (СТОМ). Излучение из лазера источника падает на прозрачный исследуемый объект через призму под углом полного внутреннего отражения (ПВО). Эванесцентная волна, возникающая в результате ПВО на поверхности исследуемого объекта и имеющая длину затухания порядка 100 нм [87], трансформируется безапертурным зондом в распространяющуюся моду, интенсивность которой регистрируется фотоприемным устройством. Метод СТОМ позволил визуализировать пространственное распределение полей вблизи наноразмерных объектов, а также волноводных структур с разрешением ~А/15 [88,89]. Тем не менее, данный метод пригоден только для исследования слаборассеивающих объектов. Кроме того, волноводные моды, распространяющиеся в зонде и формирующие оптическое изображение, могут возбуждаться не только в области наконечника зонда, но и на его боковых поверхностей, что может привести к неправильной интерпретации полученных в результате сканирования изображений.

В ряде работ для увеличения пропускной способности апертурных зондов и, соответственно, пространственного разрешения а-СБОМ было предложено оптимизировать форму выходной диафрагмы зонда. В частности, было показано, что использование С-диафрагм [90-94] и «диафрагм-бабочек» [95-100] (рис. 1.8 (а)) позволяет увеличить пропускную способность зондов на несколько порядков и достичь пространственного разрешения -50 нм для длины волны А, =980 нм, что соответствует значению А/20 и сравнимо с лучшими конфокальными системами микроскопии.

Рис. 1.8. Электронные изображения «диафрагмы-бабочки» (а) и наноразмерной диафрагмы круглой формы, окруженной концентрическими структурами (б).

Для увеличения пропускной способности систем а-СБОМ было также предложено окружить наноразмерную диафрагму (рис. 1.8 (б)) структурой из периодических металлических колец (Bull's еуе structure) [101-105]. В этом случае, пропускная способность увеличивается за счет преобразования поверхности плазмонных волн [101,102] в распространяющееся излучение. Тем не менее, такая концентрическая решетка искусственно увеличивает излучающую поверхность наноразмерной апертуры, что приводит к снижению степени локализации излучения в ближнем поле диафрагмы. Использование структуры, состоящей из концентрических колец, в сочетании с С-диафрагмой [106] и «диафрагмой-бабочкой» [107] позволило почти на порядок увеличить пропускание зондов а-СБОМ, тем не менее, изготовление подобной структуры является крайне сложным технологическим процессом. Кроме того, наличие концентрических колец требует увеличения латеральных размеров наконечника зонда, что может существенно затруднить сканирование таким зондом поверхности исследуемого объекта.

J f

100nm 105nm

Рис. 1.9. Электронное изображение апертурного зонда с наноразмерной металлической антенной.

В работах [108-110] для увеличения пространственного разрешения было предложено объединить принципы а-СБОМ и б-СБОМ. Для преодоления проблем, связанных с фоновой засветкой исследуемого объекта в методе б-СБОМ, было предложено модифицировать стандартный апертурный зонд (рис. 1.9), расположив на его вершине наноразмерную металлическую антенну [109]. При этом возбуждение локализованных вблизи наноразмерного острия полей производится субволновой апертурой зонда, что значительно снижает фоновую засветку исследуемого объекта. Использование такого зонда позволяет достичь сравнимого с лучшими системами конфокальной STORM и STED-микроскопии пространственного разрешения порядка 20-25 нм (-АУ25) [109] без использования флуоресцирующих красителей. Тем не менее, создание такого зонда представляет собой сложный технологический процесс. При этом, несмотря на значительное снижение уровня фоновой засветки, выделение сигнала, рассеянного исследуемым объектом также не является тривиальной задачей, ввиду чего, данный метод пока не нашел широкого применения.

Таким образом, полученная в настоящее время лучшими экспериментальными системами а-СБОМ величина пространственного разрешения достигает -Х/20-АУ25. Достигнутая величина пространственного разрешения ограничиваемая вследствие недостаточной чувствительности амплитудных методов регистрации, по-видимому, приближается к своему пределу. Поэтому разработка принципиально нового метода повышения чувствительности и, следовательно, разрешающей способности методов сканирующей ближнепольной оптической микроскопии является важной практической и научной задачей.

Известно, что значительное увеличение чувствительности оптических измерительных систем достигается при переходе от амплитудных принципов регистрации измеренного оптического сигнала к интерферометрическим [111]. Представляется, что аналогичный подход позволит увеличить чувствительность и, как следствие, разрешающую способность методов СБОМ. Изменения фазы оптического сигнала, могут быть зарегистрированы для излучения, рассеянного поверхностью исследуемого объекта. Однако в этом случае регистрация и обработка интерференционного сигнала является технически крайне сложной задачей. Более перспективным подходом представляется детектирование фазовых изменений излучения внутри самого зонда, возникающих вследствие взаимодействия формируемого им эванесцентного поля с исследуемым объектом. В этом случае, сканирующий зонд может быть выполнен в виде волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо (ИФП) в выходном зеркале которого формируется наноразмерная диафрагма, представляющая субволновой эванесцентный световой источник. Взаимодействие излучения на выходе этой диафрагмы с поверхностью исследуемого объекта будет приводить к изменению фазы распространяющегося в резонаторе интерферометра излучения и, тем самым, к смещению пиков спектра отражения ИФП, по величине которого можно будет определить расстояние между поверхностью исследуемого объекта и эванесцентным источником. Однако, физические закономерности, описывающие процесс взаимодействия эванесцентного светового источника, сформированного в выходном зеркале интерферометра Фабри-Перо, с поверхностью исследуемого объекта, приводящее к смещению спектральных максимумов интерферометра Фабри-Перо, до сих пор остаются не изученными. Не исследованы вопросы, связанные с определением оптимальных геометрических параметров зонда на основе волоконного интерферометра Фабри-Перо, а также технологией его создания. Не выяснены вопросы о вертикальном и латеральном разрешении, которое может обеспечить такой зонд. Поэтому, для разработки физических принципов создания спектральных зондов для систем оптической микроскопии ближнего поля требуется решить следующие задачи:

Необходимо разработать физические принципы, описывающие процесс изменения фазы световой волны в интерферометре Фабри-Перо вследствие взаимодействия эванесцентного светового источника, сформированного в его выходном зеркале, с поверхностью исследуемого объекта. В рамках данной модели необходимо исследовать зависимость величины смещения максимумов спектра отражения ИФП от изменения расстояния между, сформированным в его выходном зеркале субволновым эванесцентным источником и поверхностью внешнего объекта, а также определить оптимальные геометрические параметры зонда.

Требуется разработать технологию создания спектрального ближнепольного зонда с заданными параметрами.

Требуется провести экспериментальные измерения вертикального и латерального разрешения разработанного зонда на основе волоконного интерферометра Фабри-Перо, а также исследовать возможность его использования для восстановления топографического профиля тестовых объектов.

Целью данной работы является разработка физических принципов спектральной апертурной микроскопии ближнего поля с применением в качестве сканирующего зонда волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с эванесцентным световым источником, сформированным в его выходном зеркале.

На защиту выносятся следующие положения:

1. Применение спектрального принципа регистрации сигнала о взаимодействии эванесцентного светового источника с объектом микроскопического исследования позволяет достичь сверхвысокого вертикального (не хуже, чем А/100) и латерального (не хуже, чем ЛУ40) разрешения в системах сканирующей оптической микроскопии ближнего поля.

2. Регистрация спектрального сигнала о взаимодействии эванесцентного светового источника с объектом микроскопического исследования обеспечивается использованием зонда в виде волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с субволновым эванесцентным световым источником. Субволновой источник в виде наноразмерной диафрагмой может быть расположен в плоскости выходного зеркала интерферометра, а также выдвинут за нее за счет создания наноразмерного конусообразного выступа.

3. В случае, когда объект микроскопического исследования находится в зоне действия эванесцентного светового источника, величина смещения максимумов спектра отражения интерферометра Фабри-Перо прямо пропорциональна расстоянию до объекта исследования.

4. Создание экспериментальных макетов спектральных зондов на основе волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с субволновым источником, находящимся в плоскости выходного зеркала, а также выдвинутым за нее за счет наноразмерного конусообразного выступа, обеспечивается использованием технологий селективного химического и ионно-лучевого травления.

Апробация результатов работы проводилась на следующих международных, всероссийских и региональных конференциях:

1. Всероссийская конференция по волоконной оптике ВКВО-2009, Пермь (Россия) 2009.

2. Научная сессия НИЯУ МИФИ, Москва (Россия) 2010.

3. Всероссийский конкурс-конференция молодых физиков, Москва (Россия) 2010.

4. Asia-pacific Conference on Fundamental Problems of Opto- and Microelectronics APCOM'2010, Seoul (Korea) 2010.

5. International Conference of Advanced Laser Technologies ALT' 10, Egmond aan Zee (Netherlands) 2010.

6. Научная сессия НИЯУ МИФИ, Москва (Россия) 2011.

7. Asia-pacific Conference on Fundamental Problems of Opto- and Microelectronics APCOM'2011, Samara/Moscow (Russia) 2009.

8. Всероссийская конференция по волоконной оптике ВКВО-2011, Пермь (Россия) 2011.

Результаты диссертационной работы опубликованы в 11 печатных работах, включая 4 статьи в ведущих рецензируемых журналах из списка ВАК России.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и списка литературы. Объем диссертации 121 страниц, включая список литературы, 52 рисунка и 2 таблицы. Список цитированной литературы содержит 148 наименований, включая публикации автора по теме диссертации [].

Выводы к главе 4.

В данной главе экспериментально исследована зависимость величины спектрального смещения ДА^ от изменения расстояния Ь5 между сформированным в выходном зеркале ИФП эванесцентным источником и поверхностью внешнего объекта. Показано, что для диафрагм малого диаметра (Э<100 нм) прямая пропорциональность между величинами ДЛ5 и сохраняется только для малых расстояний между эванесцентным источником и внешним объектом, сравнимых с Б, что находится в хорошем соответствии с результатами численного моделирования, полученными в главе 2.

Установлено, что относительная спектральная чувствительность плоскопараллельного зонда на основе ИФП к смещению внешнего объекта а5 на линейном участке зависимости варьируется от 0,343 до 0,21 при изменении диаметра его выходной диафрагмы в пределах от А/15 до А/40, соответственно.

Установлены оптимальные размеры конусообразного выступа (высота конуса Ьсопе=800 нм и диаметр основания Всопе=8 мкм), обеспечивающие локальный максимум добротности ИФП. Показано, что относительная спектральная чувствительность зонда с конусообразным выступом оптимального размера к смещению внешнего объекта а5 варьируется от 0,248 до 0,135 при изменении диаметра выходной диафрагмы от А/15 до А/40, соответственно.

Установлено, что экспериментальная величина относительной спектральной чувствительности обоих видов зондов в 2-3 раза превышает ее численные оценки для соответствующих значений что объясняется вследствие различия распределений поляризации в плоскости поперечного сечения входящем в состав зонда ВС в численной модели и в экспериментальном случае.

Экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестовых объектов плоскопараллельным спектральным ближнепольным зондом с вертикальным разрешением не более 10 нм и латеральным разрешением ~ А/13 (120 нм для А,с=1550 нм) в случае диаметра выходной диафрагмы зонда Е>1=100 нм и с вертикальным разрешением не более 16 нм и латеральным разрешением -А/37 (42 нм для А,с=1550 нм) в случае Б2=40 нм.

Экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестовых объектов спектральным ближнепольным зондом на основе ИФП с конусообразным выступом с вертикальным разрешением не более 40 нм и латеральным разрешением -А/39 (40 нм для А,с=1550 нм) при диаметре выходной диафрагмы 02=40 нм.

Заключение

Результаты данной диссертационной работы сводятся в основном к следующему:

1. Рассчитана и экспериментально исследована зависимость величины смещения максимумов спектра отражения интерферометра Фабри-Перо ДА,5 от изменения расстояния между, сформированным в его выходном зеркале субволновым эванесцентным источником и поверхностью внешнего объекта для случаев, когда источник представляет субволновую диафрагму в плоскости выходного зеркала интерферометра, а также, когда источник выполняется на вершине конусообразного выступа выходного зеркала. Рассчитаны параметры таких зондов, обеспечивающие максимальное разрешение системам ближнепольной оптической микроскопии.

2. Установлено, что в случае, когда объект микроскопического исследования находится в зоне действия субволнового источника, создаваемого в выходном зеркале спектрального зонда (т.е. расстояние Ь5 между источником и объектом сравнимо с диаметром Б источника), спектральное смещения ДА*, прямо пропорционально величине относительного смещения объекта ЬД,Г, (где Ьг - длина резонатора).

3. На основе методов селективного химического травления и травления сфокусированным пучком ионов разработана технология создания макета спектрального ближнепольного зонда в виде волоконного интерферометра Фабри-Перо с длиной резонатора Ьг= 5 мм и диаметром выходной диафрагмы в пределах Б=40 - 100 нм, для случаев, когда субволновой источником, находящимся в плоскости выходного зеркала, а также когда выходное зеркало имеет конусообразный выступ с размерами: высота конуса Ьсопе=800 нм и диаметр основания Всопе=8 мкм .

4. Экспериментально установлено, что относительная спектральная

ДА Ь п чувствительность ^ ^ плоскопараллельного зонда на основе интерферометра Фабри-Перо к смещению внешнего объекта на линейном участке зависимости АА5(Ь5) варьируется от 0,343 до 0,21 при изменении диаметра его выходной диафрагмы, соответственно, в пределах от А/15 до А/40.

5. Экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестовых объектов спектральным ближнепольным зондом на основе плоскопараллельного интерферометра Фабри-Перо с вертикальным разрешением -А/96 (16 нм для Ас=1550 нм) и латеральным разрешением -А/37 (42 нм для А.с=1550 нм) в случае 0=40 нм.

6. Экспериментально установлено, что относительная спектральная чувствительность а5 зонда с конусообразным выступом к смещению внешнего объекта варьируется от 0,248 до 0,135 при изменении диаметра выходной диафрагмы, соответственно, от А/15 до А/40.

7. Экспериментально продемонстрирована возможность восстановления топографического профиля тестовых объектов спектральным ближнепольным зондом на основе ИФП с конусообразным выступом с вертикальным и латеральным разрешением не более 40 нм (-А/39 для А,с=1550 нм) при диаметре выходной диафрагмы 02=40 нм.

1.Binnig G., Quate C. F., and Gerber C., "Atomic force microscope," Phys. Rev. Lett. 56, 930-933 (1986).

2. Abbe E., "BeitrEage zur Theorie des Mikroskops und der mikroskopischen Wahrnehmung," Archiv f. Miroskop. Anat. 9, 413 (1873).

3. Rayleigh L. "Investigations in optics, with special reference to the spectroscope". Phil. Mag., 8, 261-274/403-411/477-486, (1879).

4. Mansfield S. M. and Kino G. S., "Solid immersion microscope," Appl. Phys. Lett., 57, 2615-2616 (1990).

5. Goldberg B.B., Ippolito S. B., Novotny L., Liu Z., and Unlu M.S., "Immersion Lens Microscopy of Photonic Nanostructures and Quantum Dots," IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics, 8(5), (2002).

6. Terris B. D., Mamin H. J., Rugar D., Studenmund W. R., and Kino G. S., "Near-field optical data storage using a solid immersion lens," Appl. Phys. Lett., 65, 388-390 (1994).

7. Yoshita M., Sasaki T., Baba M., and Akiyama H., "Application of solid immersion lens to high-spatial resolution photoluminescence imaging of GaAs quantum wells at low temperatures," Appl. Phys. Lett., 73, 635-637(1998).

8. Minsky M., "Memoir on inventing the confocal scanning microscope," Scanning 10, 128-138 (1988).

9. Webb R.H. "Confocal optical microscopy." Rep. Prog. Phys., 59, 427471 (1996).

10. Pawley J.B., editor. Handbook of Biological Confocal Microscopy. -New York, London: Plenum Press, 2nd edition, 1995.

11. Hell S.W. and Stelzer E.H.K. "Properties of a4?i-confocal fluorescence microscope." J. Opt. Soc. Am. A, 9, 2159-2166 (1992).

12. Lindek S., Pick R., and Stelzer E.H.K. "Confocal theta microscope with three objective lenses Rev. Sci. Instrum., 65, 3367-3372 (1994).

13. Hell S.W. "Increasing the Resolution of Far-Field Fluorescence Microscopy by Point-Spread-Function Engineering, Number 5 in Topics in Fluorescence Spectroscopy: Nonlinear and Two-Photon-Induced Fluorescence," New York: Plenum Press, (1997).

14. Hinterdorfer P, van Oijeb A. "Single-molecule biophysics," Springer, London, New York, (2009).

15. Dyba M. and Hell S.W. "Focal spot of size lambda/23 open up far-field fluorescence microscopy at 33 nm axial resolution", Phys. Rev. Lett., 88, 163901 (2002).

16. Klar T.A., Hell S.W. "Subdiffraction resolution in far-field fluorescence microscopy," Optics Letters , 24 (14), 954-956 (1999).

17. Donnert, G. et al. "Two-color far-field fluorescence nanoscopy." Biophys. J., 92, 67-69 (2007).

18. Schmidt R. et al. "Spherical nanosized focal spot unravels the interior of cells." Nature Methods 5, 539-544 (2008).

19. Willig K. I, Rizzoli S. O., Westphal V., Jahn R. and Hell S. W. "STED microscopy reveals that synaptotagmin remains clustered after synaptic vesicle exocytosis." Nature, 440, 935-939 (2006).

20. Kittel R. J. et al. "Bruchpilot promotes active zone assembly, Ca2+channel clustering, and vesicle release." Science 312, 1051-1054 (2006).

21. Sieber, J. J. et al. "Anatomy and dynamics of a supramolecular membrane protein cluster." Science, 317, 1072-1076 (2007).

22. Schneider, A. et al. "Flotillin-dependent clustering of the amyloid precursor protein regulates its endocytosis and amyloidogenic processing in neurons." J. Neurosci. 28, 2874-2882 (2008).

23. Donnert G. et al. "Macromolecular-scale resolution in biological fluorescence microscopy." Proc. Natl Acad.Sci. USA 103, 11440-11445 (2006).

24. Wildanger D., Rittweger E., Kastrup L. and Hell S. W. "STED microscopy with a supercontinuum laser source." Opt. Express 16, 96149621 (2008).

25. Willig K. I., Harke B., Medda R. and Hell S. W. "STED microscopy with continuous wave beams." Nature Methods 4, 915-918 (2007).

26. Bates M., Huang B., Dempsey G.T., Zhuang X. "Multicolor superresolution imaging with photoswitchable fluorescent probes." Science 317, 1749-1753 (2007).

27. Bock, H. et al. "Two-color far-field fluorescence nanoscopy based on photoswitchable emitters." Appl. Phys. B 88, 161-165 (2007).

28. Shroff H. et al. "Dual-color superresolution imaging of genetically expressed probes within individual adhesion complexes." Proc. Natl Acad. Sci. USA 104, 20308-20313 (2007).

29. Huang B., Wang W., Bates M. and Zhuang X. "Threedimensional super-resolution imaging by stochastic optical reconstruction microscopy." Science 319, 810-813 (2008).

30. Juette M. F. et al. "Three-dimensional sub-100 nm resolution fluorescence microscopy of thick samples." Nature Methods 5, 527-529 (2008).

31. Hess S. T. et al. "Dynamic clustered distribution of hemagglutinin resolved at 40 nm in living cell membranes discriminates between raft theories." Proc. Natl Acad. Sci USA, 104, 1737017375 (2007).

32. Manley S. et al. "High-density mapping of single molecule trajectories with photoactivated localization microscopy." Nature Methods 5, 155-157 (2008).

33. Shroff H., Galbraith C. G., Galbraith J. A. and Betzig E. "Live-cell photoactivated localizationmicroscopy of nanoscale adhesion dynamics." Nature Methods 5, 417-423 (2008).

34. Adam P.-M., Benrezzak S., Bijeon J. L. and Royer P. "Localized surface plasmons on nanometric gold particles observed with an apertureless scanning near-field optical microscope." J.Appl. Phys. 88, 6919-6921.(2000)

35. Akhremitchev B. B., Pollack S. and Walker G. C."Apertureless scanning near-field infrared microscopy of a rough polymeric surface." Langmuir 17, 2774 2781. (2001)

36. Keilmann F.and Hillenbrand R. "Near-field microscopy by elastic light scattering from a tip." Phil. Trans. R. Soc. Lond. A 362, 787-805 (2004).

37. Knoll, B. and Keilmann, F. "Enhanced dielectric contrast in scattering-type scanning nearfield optical microscopy." Opt. Commun. 182,321-328 (2000)

38. Labardi, M., Patane, S. & Allegrini, M. "Artifact-free near-field optical imaging by apertureless microscopy." Appl. Phys. Lett. 77, 621623 (2000).

39. Wickramasinghe, H. K. & Williams, C. C. "Apertureless near field optical microscope." US Patent 4 947 034 (1990).

40. Wessel, J. 1985 Surface-enhanced optical microscopy. J. Opt. Soc. Am. 2, 1538-1540(1985).

41. Hartschuh, A., Sranchez, E. J., Sunney, X. S. & Novotny, L. "Highresolution near-field Raman microscopy of single-walled carbon nanotubes." Phys. Rev. Lett. 90, 095503 (2003).

42. Hayazawa, N., Inouye, Y., Sekkat, Z. & Kawata, S. "Near-field Raman scattering enhanced by a metallized tip." Chem. Phys. Lett. 335, 369-374. (2001).

43. Hayazawa, N., Inouye, Y., Sekkat, Z. & Kawata, S. "Near-field Raman imaging of organic molecules by an apertureless metallic probe scanning optical microscope". J. Chem. Phys. 117, 1296-1301 (2002).

44. Taubner T., Hillenbrand R. and Keilmann F. "Performance of visible and mid-infrared scattering-type near-field optical microscopes." J. Microsc. 210, 311-314 (2003).

45. Hillenbrand R. and Keilmann F. "Complex optical constants on a subwavelength scale". Phys.Rev. Lett 85, 3029-3032 (2000).

46. Hillenbrand R. and Keilmann F. "Optical oscillation modes of plasmon particles observed in direct space by phase-contrast near-field microscopy". Appl. Phys. B73, 239-243 (2001).

47. Pohl D., Denk W., and Lanz M., Appl. Phys. Lett. 44, 651 (1984).

48. Durig U., Pohl D., and Rohner F., J. Appl. Phys. 59, 3318 (1986).

49. Pohl D., US Patent US4,604, 520 (1986).

50. Lewis A., Isaacson M., Harootunian A., and Muray A., Ultramicroscopy, 13, 227 (1984).

51. Harootunian A., Betzig E., Isaacson M., and Lewis A. Appl Phys. Lett., 49, 674(1986).

52. Betzig E., Isaacson M., and Lewis A. Appl Phys. Lett. 51, 2088 (1987).

53. Betzig E. and Trautman J. Science 257, 189 (1992).

54. Dunn R. Chem. Rev 99, 2891 (1999).

55. Barbara P., Adams D., and O'Connor D. Annu Rev. Mater. Sci. 29, 433 (1999).

56. Synge E. Philos. Mag. 6, 356 (1928).

57. Heinzelmann H., Hecht B., Novotny L., and Pohl D. J. Microsc., 177, 115 (1994).

58. Hecht B., Heinzelmann H. and Pohl D. Ultramicroscopy, 57, 228 (1995).

59. Bethe H. Phys. Rev. 66, 163 (1944).

60. Bouwkamp C. J. Philips Res. Rep. 5, 321 (1950).

61. Martin Y., Rishton S., and Wickramasinghe H. K. "Optical data storage read out at 256 gbits/in2," Appl. Phys. Lett. 71, 1-3 (1997).

62. Balistreri M. L. M., Klunder D. J. W., Korterik J. P., et al. "Visualizing the whispering gallery modes in a cylindrical optical microcavity," Opt. Lett. 24, 1829-1831 (1999).

63. Novotny L. and Hecht B. "Principles of Nano-Optics", Cambridge University Press, 2006.

64. Novotny L. "The history of near-field optics." Prog. Opt. 50, 137-180 (2007).

65. Hecht B., Sick B., Wild U. P., Deckert V., Zenobi R., Martin O. J. F., and Pohl D. W. J. Chem. Phys. 112, 7761 (2000).

66. Pohl D. "Scanning Near-field Optical Microscopy (SNOM), Advances in Optical and Electron Microscopy," \2, Academic, New York, (1991).

67. Girard C. and Dereux A., Rep. Prog. Phys. 59, 657 (1996).

68. Heinzelmann H. and Pohl D., Appl. Phys. A: Mater. Sci. Process. 59, 89(1994).

69. Hecht B., Bielefeldt H., Novotny L., Inouye Y., and Pohl D. W. "Facts and artifacts in near-field optical microscopy," J. Appl. Phys. 81, 24922498 (1997).

70. Carminati R., Madrazo A., Nieto-Vesperinas M., and Greffet J.-J. "Optical content and resolution of near-field optical images: Influence of the operation mode," J.Appl. Phys. 82, 501 (1997).

71. Novotny L., Pohl D. W., and Hecht B. "Scanning near-field optical probe with ultrasmall spot size," Opt. Lett. 20, 970 (1995).

72. Carminati R., Nieto-Vesperinas M., and Greffet J.-J., "Reciprocity of evanescent electromagnetic waves," J. Opt. Soc. Am. A 15, 706 (1998).

73. Meixner A. J., Bopp M. A., and Tarrach G., "Direct measurement of standing evanescent waves with a photon scanning tunneling microscope," Appl. Opt. 33, 7995 (1994).

74. Veerman J. A., Garcna-Parajro M. F., Kuipers L., and van Hulst N. F., "Single molecule mapping of the optical field distribution of probes for near-field microscopy," J. Microsc. 194, 477-482 (1999).

75. Betzig E. and Chichester R. J., "Single molecules observed by near-field scanning optical microscopy," Science 262, 1422 (1993).

76. Hosaka N. and Saiki T., "Near-field fluorescence imaging of single molecules with a resolution in the range of 10 nm," J. Microsc. 202, 362364 (2001).

77. Fischer U. Ch., DEurig U. T, and Pohl D. W., "Near-field optical scanning microscopy in reflection," Appl. Phys. Lett. 52, 249 (1988).

78. Balistreri M. L. M., Korterik J. P., Kuipers L., and van Hulst N. F., "Phase mapping of optical fields in integrated optical waveguide structures," J. Lightwave Technol. 19, 1169-1176 (2001).

79. Karrai K. and Grober R. D., "Piezoelectric tip-sample distance control for near field optical microscopes," Appl. Phys. Lett. 66, 1842 (1995).

80. Naber A., Maas H.-J., Razavi K., and Fischer U. C., "Dynamic force distance control suited to various probes for scanning near-field optical microscopy," Rev. Sci. Instrum. 70, 3955-3961 (1999).

81. Danzebrink, H.U., Castiaux, A., Girard, Ch., Bouju, X. & Wilkening, G. "Transmission scanning near-field optical microscopy with uncoated silicon tips." Ultramicroscopy, 71, 371-377 (1998).

82. Danzebrink, H.U., Dziomba, Th., Sulzbach, Th., Ohlsson, O., Lehrer, Ch. & Frey, L. "Nano-slit probes for near-field optical microscopy fabricated by focused ion beams". J. Microsc. 194, 335-339 (1999).

83. Dziomba T., Danzebrink H. U., Lehrer C., Frey L., Sulzbach T. and Ohlsson O. "High-resolution constant-height imaging with aperture silicon cantilever probes", Journal of Microscopy, 202(1), 22-27(2001).

84. Minh P. N., Ono T., Tanaka S. & Esashi M. "Spatial distribution and polarization dependence of the optical near-field in a silicon microfabricated probe", Journal of Microscopy, 202(1), 28-33 (2001).

85. Stahelin M., Bopp M. A., Tarrach G., Meixner A. J., and Zschokke-Granacher I. "Temperature profile of fiber tips used in scanning near-field optical microscopy,"^/. Phys. Lett. 68, 2603-2605 (1996).

86. Stockle R. M., Schaller N., Deckert V., Fokas C., and Zenobi R. "Brighter near-field optical probes by means of improving the optical destruction threshold," J. Microsc. 194, 378-382 (1999).

87. Courjon D., Sarayeddine K., and Spajer M. "Scanning tunneling optical microscopy," Opt. Commun. 71, 23 (1989).

88. Reddick R. C., Warmack R. J., Chilcott D. W., Sharp S. L., and Ferrell T. L. "Photon scanning tunneling microscopy," Rev. Set Instrum. 61, 3669 (1990).

89. Krenn J. R., Dereux A., Weeber J. C. et al. "Squeezing the optical near-field zone by plasmon coupling of metallic nanoparticles," Phys. Rev. Lett. 82, 2590-2593 (1999).

90. Shi X. and Hesselink L. J. Opt. Soc. Am. B, 21, 1305 (2004).

91. Shi X., Hesselink L., and Thornton R. L. Opt. Lett., 28, 1320 (2003).

92. Jin E. X. and Xu X. Jpn. J. Appl. Phys., Part 1, 43, 407 (2004).

93. Leen J. B., Hansen P., Cheng Y.-T., and Hesselink L. Opt. Lett., 33, 2827 (2008).

94. Leen J. B., Hansen P., Cheng Y.-T., Gibby A., and Hesselink L. Appl. Phys. Lett. 97, 073111 (2010).

95. Grober R. D., Schoelkopf R. J., and Prober D. E. "Optical antenna: Towards a unity efficiency near-field optical probe", Appl. Phys. Lett. 70, 1354 (1997).

96. Sundaramurthy A., Schuck P. J., Conley N. R., Fromm D. P., Kino G. S., and Moerner W. E. Nano Lett. 6, 355 (2006).

97. Schuck P. J., Fromm D. P., Sundaramurthy A., Kino G. S., and Moerner W. E., Phys. Rev. Lett., 94, 017402 (2005).

98. Farahani J. N., Pohl D. W., Eisler H.-J., and Hecht B., Phys. Rev. Lett. 95,017402 (2005).

99. Mivelle M., Ibrahim I.A., Baida F., Burr G.W., Nedeljkovic D., Charrau D., Rauch J-Y., Salut R., Grosjean T. "Bowtie nano-aperture as interface between near-fields and a single-mode fiber," Opt. Express 18, 15965-15974 (2010).

100. Wang L. et al. "High transmission nanoscale bowtie-shaped aperture probe for near-field optical imaging," Appl. Phys. Lett. 90, 2611052007).

101. Worthing P. T., Barnes W. L. Appl. Phys. Lett. 79,3035 (2001).

102. Hibbins A. P., Sambles J. R., Lawrence C. R. J. Appl.Phys. 87, 2677 (2001).

103. Greffet J. J. et al. Nature, 416(61), (2001).

104. Lezec H. J., Degiron A., Devaux E., Linke R. A., Martin-Moreno L., Garcia-Vidal F. J., and Ebbesen T. W. "Beaming Light from a Subwavelength Aperture," Science, 297, 820-822 (2002).

105. Laux E., Genet C., Skauli T., and Ebbesen T. W., "Plasmonic photon sorters for spectral and polarimetric imaging," Nat. Photonics 2, 161-1642008).

106. Chen Y.-C., Fang J.-Y., Tien C.-H., and Shieh H.-P. D., Opt. Lett. 31, 655 (2006).

107. Kinzel E. C., Srisungsitthisunti P., Li Y., Raman A., and Xu X. "Extraordinary transmission from high-gain nanoaperture antennas", Appl. Phys. Lett. 96, 211116 (2010).

108. Taminiau, T. H. et al. "Resonance of an optical monopole antenna probed by single molecule fluorescence." Nano Lett. 7, 28-33 (2007).

109. Born M., Wolf E. "Principles of Optics", Oxford: Pergamon Press, (1969).

110. Tseng Sh.-M. and Chen C.-L. "Optical fiber Fabry-Perot sensors", Applied Optics, 27(3), (1988).

111. Gauglitz G., Brecht A., Kraus G., and Mahm W. "Chemical and biochemical sensors based on interferometry at thin (multi-) layers," Sens. Actuators В Chem. 11(1-3), 21-27 (1993).

112. Liu J., Sun Y., and Fan X. "Highly versatile fiber-based optical Fabry-Perot gas sensor," Opt. Express 17(4), 2731-2738 (2009).

113. Reddy K., Guo Y., Liu J., Lee W., Khaing M. K., and Fan X. "On-chip Fabry-Perot interferometric sensors for micro-gas chromatography detection," Sens. Actuators В Chem, 159(1), 60-65 (2011).

114. Taflove A., Hagness S. C. "Computational Electrodynamics: The Finite-Difference Time-Domain Method" , Artech House, inc, (2000).

115. Pelosi G. "The finite-element method, Part I: R. L. Courant: Historical Corner", (2007).

116. Krug J., Sranchez E. J. and Xie X. S. J. Chem. Phys., 116, 10 89510 901,(2002).

117. Sendur K., Challener W. and Peng C. Journal of Applied Physics, 96(5), 2743-2752 (2004).

118. Bai M. and Garcia N. "Transmission of light by a single subwavelength cylindrical hole in metallic films", Appl. Phys. Lett, (2006).

119. Снайдер Д., Лав Дж. "Теория оптических волноводов", Москва: Радио и связь, (1987).

120. Johnson Р.В. and Christy R.W. Phys. Rev. В, 6, 4370-4379, (1972).

121. Rakic' A.D., Aleksandra Djuris" А. В., Elazar J. M., and Majewski M.L. "Optical properties of metallic films for vertical-cavity optoelectronic devices," Applied Optics, 37(22),

122. Ehrenreich H., Philipp H. R., and Segall B. "Optical properties of aluminum," Phys. Rev. 132, 1918-1928, (1963).

123. Ehrenreich H. and Philipp H. R. "Optical properties of Ag and Cu," Phys. Rev. 128,1622-1629, (1962).

124. Markovic' M. I. and Rakic A. D. "Determination of optical properties of aluminum including electron reradiation in the Lorentz-Drude model," Opt. Laser Technol. 22, 394-398 (1990).

125. Kim C. C., Garland J. W., Abad H, and Raccah P. M. "Modeling the optical dielectric function of semiconductors: extension of the critical-point parabolic-band approximation," Phys. Rev. B 45, 11,749-11,767 (1992).

126. Kim C. C., Garland J. W., and Raccah P. M. "Modeling the optical dielectric function of the alloy system AlxGal2xAs," Phys. Rev. B 47, 1876-1888 (1993).

127. Brendel R. and Bormann D. "An infrared dielectric function model for amorphous solids," J. Appl. Phys. 71, 1-6 (1992).

128. Dold B. and Mecke R. "Optische Eigenschaften von Edelmetallen, U" bergangsmetallen und deren Legierungen im Infrarot (1 Teil)," Optik 22, 435^446 (1965).

129. Theye M. L. "Investigation of the optical properties of Au by means of thin semitransparent films," Phys. Rev. B 2, 3060-3078 (1970).

130. Gedney S. D. «An anisotropic perfectly matched layer absorbing media for the truncation of FDTD lattices». Antennas and Propagation, IEEE Transactions on 44: 1630-1639 (1995).

131. Behrisch R. "Sputtering by Particle bombardment". Springer, Berlin. (1981).

132. Sullivan B.T. "Optical properties of palladium in the visible and near UV spectral regions". Applied Optics,29(13), 1964-1970 (1990).

133. Pangaribuan T., Yamada К., Jiang Sh. "Reproducible Fabrication Technique of Nanometric Tip Diameter Fiber Probe for Photon Scanning Tunneling Microscope," Jpn. J. Appl. Phys. 31, 1302 (1992).

134. Orloff J. "Fundamental limits to imaging resolution for focused ion beams". Journal of Vacuum Science & Technology B: Microelectronics and Nanometer Structures 14 (6): 3759 (1996).

135. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Дышлюк A.B., Кучмижак А.А. "Интерферометрический принцип апертурной ближнепольной оптической микроскопии с применением волоконного резонатора Фабри-Перо", Фотон-экспресс, 78(6) 102-103 (2009).

136. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Безвербный А.В., Дышлюк А.В., Кучмижак А.А. "Интерферометрический зонд для систем ближнепольной оптической микроскопии", Письма в Журнал Технической Физики, 36(13) (2010).

137. Кучмижак А.А., Витрик О.Б., Кульчин Ю.Н. "Сканирующий зонд на основе волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо для систем ближнепольной оптической микроскопии", Физическое образование в вузах, 16(1) 19-20 (2010).

138. Kulchin Yu.N., Vitrik О.В., Kuchmizhak A. A. "Interferometric probe for near-field optical microscopy", Pacific Science Review, 12(1), (2010).

139. Kulchin Yu.N., Vitrik O.B., Kuchmizhak A. A. "Interferential probe for aperture near-field optical microscopy", Advanced laser technologies. Book of abstracts, 136(2010).

140. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Безвербный A.B., Пустовалов Е.В., Кучмижак А.А. Непомнящий А.В. "Апертурный зонд на основеволоконного резонатора Фабри-Перо для-^систем ближнепольной оптической микроскопии", Квантовая электроника, 41(3), 249-252 (2011).

141. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Пустовалов Е.В., Кучмижак A.A. Непомнящий A.B. "Волоконный микрорезонатор Фабри-Перо для систем оптической ближнепольной микроскопии", Кристаллография, 56(5), 966-971 (2011).

142. Kulchin Yu. N., Vitrik O.B., Kuchmizhak A.A., Pustovalov E.V. and Nepomnyaschii. A.V. "Cavity-based Fabry-Perot probe with protruding subwavelength aperture", Optics Letters, 36(20), 3945-3947 (2011).

143. Кульчин Ю.Н., Витрик О.Б., Кучмижак A.A. "Зонд на основе волоконно-оптического интерферометра Фабри-Перо с выдвинутой субволновой диафрагмой", Фотон-Экспресс, 6, 46-47(2011).