M ´etodo elegido para la excitaci ´on de PPS’s “rejilla de difracci ´on”

Como se discuti ´o previamente, los PPS son ondas no radiantes, sin embargo, el aco- plamiento de polaritones de superficie puede llevarse a cabo cuando la superficie es una rejilla de difracci ´on. Wood (Wood, 1902) fue el primero en observar los PPS acoplados utilizando una rejilla. La radiaci ´on incidente a un ´anguloθi con respecto a la normal a la

superficie de la rejilla, es difractada por la rejilla, aumentando o disminuyendo el vector de onda en m ´ultiplos enteros del vector de onda de la rejilla kg = (2π/Λg), donde Λg es

el periodo de la rejilla. Cuando un orden de difracci ´on tiene un vector de onda mayor que el de la radiaci ´on incidente en el medio 1, no se propagar ´a y se convertir ´a en evanescen- te. Se requiere un campo evanescente para acoplar un PPS, al cumplir la condici ´on de acoplamiento. La situaci ´on se ilustra en la Figura 14 b). La condici ´on de acoplamiento se puede escribir de la forma:

kP P S =n1k0sin(θ) +nkg, (25)

donde kP P S y k0 son las magnitudes del vector de onda del PPS excitado y el haz de incidencia yn es es un n ´umero entero. Para excitar el PPS a incidencia normal, es decir cuandoθ es cero, se requiere que el periodo de la rejilla sea igual a la longitud de onda del plasm ´on superficialΛ =λP P S. En dicho caso, el haz de incidencia ser ´a esparcido por

los surcos y se estar ´a acoplando a plasmones superficiales los cuales estar ´an interfirien- do constructivamente unos con otros, incrementando as´ı la eficiencia de acoplamiento (Hibbinset al., 1999). z x y

⦃

E

E

a)

b)

Figura 14: a) Configuraci ´on de la iluminaci ´on de una rejilla con una periodicidad definidaΛ,θ es

el ´angulo de incidencia. La direcci ´on del campo el ´ectrico del haz incidentek0 est ´a indicada con la

flecha perpendicular al haz incidente. Los haces se ˜nalados0y±1son los ´ordenes de difracci ´on. b)

Cap´ıtulo 3.

Microscop´ıa de radiaci ´on de fuga

En este cap´ıtulo se describe la t ´ecnica de microscop´ıa de radiacion de fuga que es la base de este proyecto, la microscop´ıa de radiaci ´on de fuga est ´a siendo explotada para obtener im ´agenes de interacciones plasm ´onicas con dispositivos plasm ´onicos. Se pre- senta una revisi ´on de los principios de funcionamiento de la microscop´ıa de radiaci ´on de fuga (LRM) aplicada a a la visualizaci ´on de los plasmones polaritones superficiales, se muestra que LRM es un m ´etodo vers ´atil que permite la visualizaci ´on y el analisis de la propagaci ´on de los PPS en pel´ıculas delgadas de metal.

En investigaciones de nuevos dispositivos ´opticos, una caracter´ıstica muy importante son los modos de PPS’s los cuales se rigen por la geometr´ıa de los nano elementos. En consecuencia, esto abre posibilidades para romper el l´ımite de difracci ´on, pero requiere instrumentos de observaci ´on adaptados esencialmente al r ´egimen sublongitud de onda y la capacidad de visualizar la propagaci ´on de PPS’s en su entorno 2D. Por lo general, el an ´alisis del r ´egimen sublongitud de onda implica necesariamente m ´etodos ´opticos de campo cercano NFO capaces de sensar el campo evanescente; es decir, las componen- tes de los campos electromagn ´eticos asociadas con los PPS’s. Sin embargo, cuando la pel´ıcula de metal sobre la que se construyen los elementos ´opticos 2D es lo suficiente- mente delgada; es decir, con un espesor por debajo de 80-100 nm y cuando la constante diel ´ectrica del sustrato (generalmente de vidrio) es mayor que la del vac´ıo, esta es una posibilidad para el an ´alisis de la propagaci ´on de los PPS. Esta posibilidad se basa en la detecci ´on de fugas coherentes de PPS´s a trav ´es del sustrato. Tal m ´etodo ´optico de campo lejano se llama microscop´ıa de radiaci ´on de fuga LRM, la cual permite formar una imagen cuantitativa directa y el an ´alisis de la propagaci ´on de PPS en pel´ıculas met ´alicas delgadas.

3.1. Antecedentes

En los ´ultimos a ˜nos, las interacciones de la luz con la materia han puesto de mani- fiesto fen ´omenos f´ısicos importantes con potencial utilidad en una variedad de campos cient´ıficos y t ´ecnicos, tales como la comunicaci ´on ´optica, la l ´ogica y la manipulaci ´on ´opti- ca sublongitud de onda de la luz. Una notable interacci ´on es la del plasm ´on polarit ´on de

superficie (PPS), una oscilaci ´on colectiva ´opticamente excitada de electrones situados en una interfaz metal-diel ´ectrico, la cual se quiere visualizar. En particular, en la ´optica, los PPS pueden ser excitados de diferentes maneras. En este contexto, el microscopio ´optico de barrido de campo cercano (SNOM) es una herramienta com ´unmente utilizada para estudiar las interacciones entre los PPS y la materia en escalas sublongitud de on- da. A pesar de que la resoluci ´on espacial de SNOM va m ´as all ´a del l´ımite de difracci ´on, esta t ´ecnica tiene algunas desventajas, tales como una velocidad de barrido lento para la adquisici ´on de las im ´agenes y lo m ´as importante, las m ´ultiples interacciones en el siste- ma de campo punta-muestra que complican la interpretaci ´on de las im ´agenes de campo cercano.

LRM es una t ´ecnica relativamente simple de implementar, con resultados que son al- tamente reproducibles, aunque la resoluci ´on sigue siendo limitada por difracci ´on. Tambi ´en es de gran valor porque permite obtener im ´agenes directas y en el espacio de Fourier, a la vez, en tiempo real, cuando el montaje experimental LRM se adapta adecuadamente.

Anteriormente se explic ´o el procedimiento para la excitaci ´on de PPS los cuales se comportan como campos evanescentes confinados en la superficie. De la extensa litera- tura se sabe que se pueden excitar PPS en una pel´ıcula delgada de metal con espesor menor a 100 nm, empleando una longitud de onda de incidencia en el rango del visible ´o infrarrojo. Dicha pel´ıcula met ´alica se encuentra sobre un substrato con un ´ındice de refracci ´on mayor a 1. Una vez que la excitaci ´on es lograda, el campo evanescente, que decae exponencialmente, se fuga por el sustrato y se convierte en campo propagante al cual se le asigna el nombre de “Fuga de Radiaci ´on” . La microscop´ıa de radiaci ´on de fuga consiste en colectar estos campos evanescentes que se han convertido en campos pro- pagantes y as´ı poder obtener informaci ´on de altas frecuencias confinadas en la superficie. La parte principal y m ´as importante de esta t ´ecnica es un objetivo de microscopio con alta apertura num ´ericaN A = 1.49. Posteriormente se explican unos conceptos b ´asicos de la microscop´ıa de campo cercano en este caso como lo es la t ´ecnica aqu´ı empleada.