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Nanoplasmonik in Hybridstrukturen

Authors:
  • French National Centre for Scientific Research and Ecole Polytechnique

Abstract

Mit Licht lassen sich in Metallen kollektive Schwingungen der Elektronen anregen, die Plasmaschwingungen oder Plasmonen. Analog zu Wasserwellen können diese Anregungen an Oberflächen stark lokalisiert sein und sich gleichzeitig parallel zur Oberfläche weit ausbreiten. Neuartige Nanostrukturen sollen es ermöglichen, diese Oberflächenplasmonen gezielt anzuregen und ihre Eigenschaften auf ultraschneller Zeitskala (sub-Pikosekunden) und kleiner räumlicher Skala (sub-Mikrometer) zu kontrollieren. Diese Strukturen versprechen Anwendungen in der Sensorik und eröffnen Metallen eine wichtige Rolle in der Optik.
© 2010 Wiley-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, Weinheim 1617-9437/10/0606-45 Physik Journal 9 (2010) Nr. 6 45
ÜBERBLICK
Mit Licht lassen sich in Metallen kollektive Schwin-
gungen der Elektronen anregen, die Plasmaschwin-
gungen oder Plasmonen. Analog zu Wasserwellen
können diese Anregungen an Oberflächen stark
lokalisiert sein und sich gleichzeitig parallel zur Ober-
fläche weit ausbreiten. Neuartige Nanostrukturen
sollen es ermöglichen, diese Oberflächenplasmonen
gezielt anzuregen und ihre Eigenschaften auf ultra-
schneller Zeitskala (sub-Pikosekunden) und kleiner
räumlicher Skala (sub-Mikrometer) zu kontrollieren.
Diese Strukturen versprechen Anwendungen in der
Sensorik und eröffnen Metallen eine wichtige Rolle in
der Optik.
Jeder Blick in den Spiegel offenbart eine charak-
teris tische Eigenschaft von Metallen: ihren Glanz.
Die glänzende Oberfläche hat, ebenso wie die her-
vorragende Leitfähigkeit für elektrischen Strom und
Wärme, ihre Ursache in der hohen Beweglichkeit freier
Elektronen im Kristallgitter. Werden diese Elektronen
ausgelenkt, so können sie kollektive Schwingungen
im elektrischen Feld der Kristallgitterionen ausfüh-
ren, die sog. Plasma schwingungen oder Plasmonen.
Im dreidimensio nalen Volumenkristall hängt die
Frequenz dieser Schwingung ωP von der Dichte der
Elektronen ne ab: ωP =
________
eneme , wobei me die Elek-
tronenmasse ist. Da die Elektronendichte in Metallen
sehr hoch ist, liegt die Plasmafrequenz von nahezu
allen Metallen im nah-ultravioletten Spektralbereich.
Im sichtbaren Spektrum unterhalb der Plasma frequenz
kann das elektro magnetische Feld an einer Luft/
Metall-Grenzfläche nicht in das Metall eindringen und
klingt innerhalb von wenigen Nano metern, der Skin-
tiefe δskin , exponentiell im Metall ab. Daher reflektieren
Metalle sichtbares Licht sehr gut, und wir beobachten
den metallischen Glanz.
Beim Übergang von makroskopischen Metallkris-
tallen (Volumen- oder D-Kristall) zu metallischen
Schichten, Drähten oder Teilchen verändern sich die
Eigenschaften von Plasmonen drastisch. Insbesondere
verschiebt sich die Plasma frequenz in Nanoteilchen in
den sichtbaren Spektralbereich, sodass solche Metall-
kügelchen nun sichtbares Licht absorbieren können.
Da die Resonanzfrequenz von Größe und Form der
Teilchen abhängt, erscheinen die Teilchen in den un-
terschiedlichsten Farben – eine Eigenschaft, die seit
Jahrhunderten dazu dient, farbenprächtige Gläser
herzustellen. Bei modernen Anwendungen steht die
Sensorik im Vordergrund. Dabei nutzt man die Tatsa-
che, dass sich die Resonanzfrequenz einer metallischen
Nanostruktur verschiebt bzw. sich die Rate der spon-
tanen Emission von Molekülen oder Quantenpunkten
Nanoplasmonik in Hybridstrukturen
Metallische Nanostrukturen erlauben es, die Eigenschaften von Oberflächenplasmonen
und ihr Anwendungspotenzial zu untersuchen.
Vasily Temnov und Ulrike Woggon
FESTKÖRPERPHYSIK
KOMPAKT
n
Besondere Geometrien, z. B. in metallischen Nanostruk-
turen, sind nötig, um Oberflächenplasmonen anzuregen.
n Lichtemittierende Moleküle oder Quantenpunkte
können an Plasmonen koppeln, wenn sie wenige Nano-
meter über der Metall oberfläche positioniert werden.
n In metallischen Nanostrukturen lassen sich Plasmon-
interferenzen beobachten, für die es vielfältige Anwen-
dungen gibt.
n
Zu den Zielen der aktiven Plasmonik gehört, die Eigen-
schaften von Oberflächenplasmonen durch externe
Felder auf ultraschnellen Zeitskalen zu steuern, die
Licht-Materie-Wechselwirkung besser zu verstehen oder
ein optisches Signal mithilfe von Plasmonen zu schalten.
Die Farben dieses zwölf Meter großen Rosettenfensters in der
Kathedrale von Notre Dame in Paris kommen durch Plasmon-
anregungen in metallischen Nanopartikeln zustande.
Dr. Vasily Temnov,
Massachusetts Insti-
tute of Technology,
77 Massachusetts
Ave, Cambridge,
MA 02139, USA; Prof.
Dr. Ulrike Woggon,
Ins titut für Optik
und Atomare P hysik,
TU Berlin, Straße des
17. Juni 135,
10623 Berlin
Wikipedia
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verändert, wenn letztere an die Oberfläche einer Nano-
struktur ankoppeln [1, 2].
Bereits seit den er-Jahren wissen wir, dass auch
in Halbleiter-Nanostrukturen die optischen Eigen-
schaften stark von der Dimension abhängen. So
wurde in Quantenpunkten, -drähten und -gräben
ausführlich untersucht, wie sich die Resonanzenergie
als Funktion der Größe verschiebt. Analog dazu gibt
es auch in metallischen Nanokügelchen (D) diskrete,
radius abhängige Resonanzen, während sich in ebe-
nen Metallfilmen (D) oder in Nanodrähten (D) ein
Kontinuum von Oberflächenplasmonen entlang der
Oberfläche ausbreiten kann (Abb. ). Diese lassen sich
mit einer Dispersionsrelation ω(ksp) charakterisieren,
die den Zusammenhang zwischen dem Wellenvektor
ksp (sp steht fürsurface plasmon“) und der Frequenz
ω angibt. Diese Anregungen existieren in einem weiten
Spektralbereich zwischen Mikrowellenstrahlung und
sichtbarem Licht. In metallischen Nanostrukturen
spielt jedoch auch die Skintiefe eine wichtige Rolle [].
So geht die Dispersionsrelation eines Nanodrahts in
diejenige eines Metallfilms über, falls der Drahtradius
wesentlich größer ist als die Skintiefe δskin , denn dann
„spürt“ das Plasmon die Drahtkrümmung nicht [].
Ganz analog zu Wasserwellen, die senkrecht zur Ober-
fläche stark lokalisiert sind und sich parallel dazu weit
ausbreiten können, sind auch die mit Oberflächenplas-
monen einhergehenden elektromagnetischer Felder
senkrecht zur Metalloberfläche auf wenige Nanometer
stark lokalisiert, während sie entlang der Oberfläche
mehrere Mikrometer weit propagieren können. Da
sich die Resonanzfrequenz von Nanokügelchen bzw.
der Wellenvektor der Plasmonen in ein- und zwei-
dimensionalen metallischen Nanostrukturen durch
die Kopplung an Biomoleküle oder Halbleiter-Nano-
strukturen verändern lässt, haben diese Strukturen ein
hohes Anwendungspotenzial für z. B. Anwendungen
in der Sensorik. Dieser Beitrag soll einige Beispiele zur
Interferometrie mit Oberflächenplasmonen, zu aktiven
plasmonischen Schaltern oder zur magnetoplasmo-
nischen Spektroskopie mit Nanometerauflösung inner-
halb der Skintiefe ausführlicher vorstellen und deren
Anwendungs potenzial aufzeigen.
Eine Frage der Anregung
Oberflächenplasmonen sind durch ihre material-
abhängige Dispersionsrelation ω(ksp) charakterisiert
bzw. durch die Umkehrfunktion ksp(ω), die gegeben ist
durch ksp(ω) =
___________
εm εd /(εm + εd) . Dabei sind εm und εd
die lineare dielektrische Suszeptibilität des Metalls bzw.
des angrenzenden Dielektrikums. Im einfachsten Fall
der Grenzfläche zwischen Vakuum oder Luft und Me-
tall gilt εd = . Die Suszeptibilitäten der Metalle εm sind
komplizierte Funktionen der Frequenz. Meist reicht
allerdings das einfachste Modell für die dielektrische
Funktion eines Metalls, das Drude-Modell, völlig aus,
um die wichtigsten Eigenschaften der Oberflächen-
plasmonen zu verstehen. Die mit dem Drude-Ansatz
εm(ω) =  – (ωP/ω) gewonnene Dispersionsrelation
ist linear bei kleinen Frequenzen und zeigt eine Sätti-
gung bei der Annäherung an die Grenzfrequenz ωP/
__
2
(Abb. a). Da die Dispersionsrelation der Plasmonen die
lineare Dispersionsrelation der elektromagnetischen
Wellen in Vakuum kvac(ω) nicht schneidet, kann eine
aus dem Vakuum auf die Oberfläche auftreffende
ebene Welle aufgrund der Energie-Impuls-Erhaltung
prinzipiell keine Oberflächenplasmonen anregen. Die
Kretschmann-Geometrie, bei der man einen dünnen
Metallfilm auf ein Glasprisma aufbringt und dieses von
der Glasseite her mit einem kollimierten Lichtbündel
beleuchtet, ermöglicht jedoch eine Anregung, da auf-
grund des höheren Brechungsindexes n des Glaspris-
mas von , bis , im sichtbaren Spektralbereich der
Lichtwellenvektor im Glas n-Mal größer ist als in
Vakuum (Abb. b). Dadurch stimmt bei einem gewis-
sen Einfallswinkel α die horizontale Komponente des
Lichtwellenvektors im Glas kx(α, ω) = n (ω/c) sinα mit
dem Wellenvektor des Oberflächenplasmons überein,
kx(α, ω0) = ksp(ω0). Die Resonanzfrequenz ω0 entspricht
dem Schnittpunkt der beiden Dispersionskurven.
In der Praxis arbeitet man mit ca.  nm dünnen
Metallfilmen, sodass die einfallende elektromagne-
Abb. 
In niederdimensionalen metallischen Strukturen (2D, 1D
und 0D) ist die Frequenz der Plasmaoszillationen deutlich gerin-
ger als im Volumenmaterial (3D). In Metallfilmen und -drähten
breiten sich Oberflächenplasmonen parallel zur Oberfläche
aus.
Abb.  Aus dem Vakuum einfallendes
Licht kann Oberflächenplasmonen nicht
direkt anregen (a). Abhilfe schafft hier
die Kretschmann-Geometrie, die sich
auch für Sensoranwendungen eignet (b)
(vgl. Text).
3D 0D
2D 1D
ω = ωp
ω < ωp/√3
ω < ωp/√2
ω < ωp/√2
+
+
+
+
+
+
ksp
ksp
~λ/2 δskin
ksp
kx
k0
k
kvac
Edelmetall
Glas
I(α)
α0
Δα
ωp/√2 ~λ/2 δskin
α
α
ω
ω0
ksp = kx
ksp (ω)
kx (α,ω)
kvac (ω)
a b
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tische Welle effizient von der Prisma-Metall- auf die
Metall-Luft-Grenzfläche übertragen wird. Gängige
experimentelle Anordnungen verwenden p-polari-
sierte kollimierte Laserstrahlen mit einer festen Fre-
quenz und variablem Einfallswinkel α. Ist bei einem
bestimmten Winkel α = α die Resonanzbedingung
erfüllt, so regt das einfallende Licht Oberflächenplas-
monen an. Dadurch absorbieren die freien Ladungs-
träger im Metallfilm einen großen Teil der Lichts,
sodass die Intensität des reflektierten Laserstrahls I(α)
ein ausgeprägtes Minimum aufweist (Abb. b). Da sich
Oberflächenplasmonen nur innerhalb eines sehr klei-
nen Akzeptanzwinkels α von typischerweise einem
Grad oder weniger für Edelmetalle wie Gold und Sil-
ber anregen lassen, eignet sich diese Geometrie sehr
gut für Sensoren. Kleinste Änderungen des Plasmon-
Wellenvektors, z. B. durch Adsorption von Molekülen
an der Metalloberfläche, ändern den Resonanzwinkel
α und führen damit zu großen Änderungen im reflek-
tierten Signal I(α).
Da die Anregung der Oberflächenplasmonen in
der Kretschmann-Geometrie nicht lokal ist, ist diese
Geometrie in der Nanooptik, die eine wohl definierte
räumlich lokale Ein- und Auskopplung der Plasmonen
erfordert, eher schwer zu realisieren.
Die Struktur macht‘s
Oberflächenplasmonen lassen sich sehr effektiv an
nanoskopischen Defekten anregen, da sich hier in
einem Streuprozess die Energie-Impulserhaltung eben-
falls erfüllen lässt. Angesichts moderner Technologien
zur Herstellung von metallischen Nanostrukturen hat
diese Möglichkeit in den letzten Jahren an Bedeutung
gewonnen. Vielfältige spektroskopische Studien liefern
ein detailliertes Bild der Einkopplung, Wechselwir-
kung und Auskopplung von Oberflächenplasmonen
in metallischen Nanostrukturen verschiedenster Geo-
metrie, Größe und Anordnung [5]. Wir beschränken
uns im Weiteren auf ausgewählte Nanostrukturen, die
es erlauben, Oberflächen plasmonen robust und präzise
ein- und auszukoppeln, und die sich für zukünftige
Bauelemente eignen können.
Interferometrie
Die von uns untersuchten Nanostrukturen bestehen
aus einem Glassubstrat und einem aufgebrachten Me-
tallfilm, der neben einem durchgehenden Spalt auch
eine „Grube“ im Abstand D (zwischen  und  µm)
enthält, die sich mit einem fokussierten Ionenstrahl
einritzen lässt (Abb. a) [6]. Diese Struktur bildet ein
Mikrointerferometer für Plasmonen, sie ist das „Plas-
monen-Analogon“ zu einem Fabry-Perot-Resonator
mit einem niedrigen Güte faktor. Dazu regt einfallendes
Laserlicht primär an der Grube (die doppelt so breit ist
wie der Spalt) Plasmonen an, die nach einem Durch-
lauf mit dem durch den Spalt hindurchgehenden Licht
interferieren (Abb. b). Ein kleiner Neigungswinkel Θ
zwischen dem Spalt und der Grube sorgt für einen
variablen optischen Weg D(x) = D + x sinΘ und damit
für ein räumliches Interferenzmuster entlang der Spalt-
achse x, das in der Transmission gut zu erkennen ist
(Abb. c) [7]. Obwohl die Strukturdetails die Anregungs-
effizienzen und Propagationslängen der Plasmonen
beeinflussen [8], sind die Interferenzmuster eher robust
gegen geringe Strukturfluktuationen und mit mehr
oder weniger starkem Kontrast gut zu beob achten.
Wertet man das Interferenzmuster quantitativ
mithilfe von Fourier-Algorithmen aus, erhält man
Kontrast und Phase und daraus wichtige Informati-
onen über den komplexen Wellenvektor des Plasmons
[7]. Da Plasmonen über makroskopische Strecken
von bis zu  µm propagieren, führen schon geringe
Änderungen des Wellenvektors zu deutlichen Pha-
senverschiebungen bzw. Kontraständerungen der
Interferenzen. Damit eignen sich die hier vorgestellten
Strukturen ausgezeichnet für die Spektroskopie mit
hoher Empfindlichkeit. Gerade bei biologischen An-
wendungen würden sehr geringe Flüssigkeitsmengen
von wenigen Pikolitern bereits ausreichen, um die
Fläche des Mikro interferometers vollständig zu be-
decken und somit das Interferenzmuster deutlich zu
verschieben.
Aktive Hybridstrukturen
Die bisher beschriebenen Strukturen erlauben es, ebe-
ne Wellen in Oberflächenplasmonen passiv ein- und
auszukoppeln. Eine große Herausforderung besteht zu-
Abb.  (a) Elektronenmikroskopische
Aufnahme einer „Spalt-Grube-Struktur“
in einem 200 nm dünnen Goldfilm. Die
Spaltbreite beträgt 100 nm, die Grube ist
200 nm breit und 100 nm tief. (b) Bei der
optischen Anregung beleuchtet ein La-
ser das ganze Mikrointerferometer, wo-
bei das an der Grube angeregte Plasmon
in Richtung Spalt propagiert und mit di-
rekt durchgehendem Licht interferiert.
(c) Das Transmissionsbild (bei 800 nm)
zeigt ein deutliches Interferenzmuster.
x
D = 0...50 μm
Oberächenplasmonen
Glas
Gold
Spalt Grube
Laserstrahl
Oberächen-
plasmonen
c
D
b
a
Grube
Spalt
Grube
Spalt
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künftig darin, die Eigenschaften der Plasmonen gezielt
mittels externer Parameter zu manipulieren und damit
Anwendungen in integrierten aktiven und passiven
Schaltkreisen zu ermöglichen. Von großer Bedeutung
sind dabei Hybridsysteme, die metallische Nanostruk-
turen mit aktiven Schichten kombinieren, welche sich
optisch, elektrisch, magnetisch oder chemisch manipu-
lieren lassen. Bei der in Abb. gezeigten aktiven Struktur
bestimmt primär der starke Kontrast der dielektrischen
Funktionen zwischen Metall und Di elektrikum die
Eigenschaften des Oberflächenplasmons. Die räum-
liche Verteilung seines elektromagnetischen Feldes
ändert sich dabei nur wenig im Vergleich zur einfachen
Metall-Dielektrikum-Grenzfläche. Da Oberflächen-
plasmonen trotz relativ hoher Verluste im Metall über
makroskopische Strecken D propagieren, bezeichnen
wir die horizontale Achse als „Mikroskala“. Senkrecht
zur Metalloberfläche klingen die elektromagnetischen
Felder exponentiell innerhalb der Skintiefe von we-
nigen Nanometern ab. Daher bezeichnen wir diese
Achse als „Nanoskala“.) Aus technologischer Sicht liegt
die Herausforderung dieser Struktur darin, die beiden
Nanoskalen d und h mit der notwendigen Präzision zu
realisieren und messtechnisch auszuwerten.
Wir diskutieren im Folgenden, wie sich ein Ober-
flächenplasmon in solchen Multilagenstrukturen z. B.
durch Quantenpunktemission anregen und wie sich
dessen Wellenvektor durch die Magnetisierung einer
ferromagnetischen Schicht aktiv kontrollieren lässt. In
einem ersten Ansatz beantworten wir diese Fragen mit
separaten Experimenten und Hybridstrukturen.
Bereits in den er-Jahren war die Anregung von
Oberflächenplasmonen mit Molekülen ein viel disku-
tiertes Thema. Neben bahnbrechenden Experimenten
zur Molekülfluoreszenz in der Nähe von Metallober-
flächen (z. B. [9]) wurden auch erste theoretische Kon-
zepte zur Superradianz mit Oberflächenplasmonen
entwickelt [10]. Diese erlebten in den letzten Jahren
durch die Entwicklung der Nanotechnologie einen
neuen Aufschwung [11]. Ausgangspunkt waren theo-
retische Arbeiten zur Energierelaxation optisch ange-
regter Lichtemitter in der Nähe von Metalloberflächen
[12]. Der Abstand d zwischen optischem Dipol und
Metalloberfläche entscheidet demnach, ob die Energie
als elektromagnetische Strahlung ins Vakuum emittiert
wird (Photolumineszenz, großes d) oder nichtstrah-
lend durch Dipol-Dipol-Wechselwirkung mit einem
stark gedämpften Spiegeldipol ins Metall dissipiert
(Quenching, kleines d). Als optimaler Abstand zur ef-
fektiven Anregung von Oberflächenplasmonen stellte
sich ein d von ca.  nm heraus [12].
Diese Untersuchungen wurden kürzlich in Expe-
rimenten mit Metallnanodrähtchen und Halbleiter-
Quantenpunkten wieder aufgegriffen [1]. Ziel ist es, die
Rate der spontanen Emission optisch angeregter Elek-
tron-Loch-Paare (Exzitonen) in dimensionsreduzierten
Nanostrukturen aktiv und extern zu kontrollieren.
Die langjährige intensive Forschung zur Synthese
kolloidaler Halbleiter- und Metallnanoteilchen hat
es ermöglicht, nahezu perfekte einkristalline Silber-
nanodrähte mit Durchmessern zwischen  und
 nm und Längen zwischen  und  µm aus der
Lösung zu wachsen. In Analogie zu optischen Reso-
natoren bilden diese Drähte Resonatoren für stehende
Oberflächenplasmonen [1]. Bei der Anregung mit
einer Weißlichtquelle gelang es, im Transmissionsspek-
trum Fabry-Perot-Interferenzen zu beobachten und
daraus die Dispersion und die Gruppengeschwindig-
Abb.  Magnetische Schichten im Metall oder eine Monolage
nanoskopischer Lichtemitter im Dielektrikum dienen dazu, die
Absorption und Dispersion der Oberflächenplasmonen aktiv zu
kontrollieren (vgl. Text).
Ferromagnet
Metall h
Dielektrikum
Metall
Lichtemitter
d
D >> λ (Mikroskala)
d, h << λ (Nanoskala)
Oberächenplasmonen
Abb.  (a) In einer Halbleiter-Metall-
Hybridstruktur lässt sich die Photolumi-
neszenz aus CdSe-Nanokristallen benut-
zen, um Plasmonen auf einem Silber-
Nanodraht anzuregen. (b) Die Emission
der Nanokristalle hängt sowohl von der
Dicke d der SiO-Schicht ab (Inset: SEM-
Abbildungen) als auch von der Position
entlang des Drahtes. Für die hier unter-
suchte Struktur weist die Emission ein
Maximum bei d = 15 nm auf.
) Auf der Seite des Di-
elektrikums klingen die
Felder exponentiell in-
nerhalb von etwa λ/ ab,
was eher einer Mikroska-
la entsprechen würde. Da
jedoch die Wechselwir-
kung optischer Dipol-
emitter mit Oberflächen-
plasmonen auf einer
Längenskala von weni-
gen Nanometern stattfin-
det, ist es gerechtfertigt,
die Längenskala von d
hier ebenfalls als Nano-
skala zu bezeichnen.
d
Photolumineszenz
Spiegel-
dipol
Ag-Nanodraht
CdSe Plasmon
gestreutes Plasmon
L = sp/2
Glassubstrat
a
Emissionsintensität in bel. Einh.
20
15
10
5
0
0 10 20 30 40 50
SiO2-Dicke d in nm
Ende
Mitte
4 nm
13 nm
29 nm
b
aus [1]
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keit der Plasmonen zu ermitteln. Darüber hinaus ist
es mithilfe elektrochemischer Verfahren möglich, eine
SiO-Schicht gewünschter Dicke d auf die Nanodrähte
zu wachsen und darauf kolloidale CdSe-Nanokristalle
(Quantenpunkte) aufzubringen [15] (Abb. ).
CdSe-Quantenpunkte, die sich im Abstand d von
der Oberfläche des Silbernanodrahtes befinden, las-
sen sich mit einem Laser nichtresonant anregen. Ihre
optische Emission regt wiederum anteilig diejenigen
Oberflächenplasmonen an, die sich spektral in Re-
sonanz mit der Quantenpunktemission befinden.
Die Plasmonen propagieren entlang des Nanodrahts
und werden an dessen Spitzen sowie den Rauigkeiten
der SiO-Luft-Grenzfläche ausgekoppelt. Mit einem
Mikro photolumineszenzaufbau (-PL) lässt sich die
Emission räumlich aufgelöst bei Raumtemperatur un-
tersuchen [1]. Bei d =  nm ist die plasmonbedingte
Verstärkung der spontanen Emission maximal (Abb. b),
was qualitativ mit dem theoretischen Modell über-
einstimmt. Weitere experimentelle Hinweise, wie die
Fabry-Perot-Interferenzen im Emissionsspektrum der
Oberflächenplasmonen und die charakteristische Sätti-
gung der Intensität, wenn der Nanodraht länger ist als
die Propagationslänge der Plasmonen, untermauern
unser physikalisches Bild.
Spektroskopie mit Nanometerauflösung
Eine andere Klasse von Metallstrukturen enthält eine
wenige Nanometer dünne, ferromagnetische Kobalt-
schicht als optisch aktives Material (Abb. ). Da die Ko-
baltschicht im Gegensatz zum diamagnetischen Gold
eine außerordentlich hohe magneto-optische Aktivität
aufweist, besitzt der magneto-optische Tensor große
Nichtdiagonalelemente (bis zu  % des Wertes der
Diagonalelemente), die der Magnetisierung M propor-
tional sind. Dadurch lässt sich die Magnetisierung in
einer  nm dünnen Schicht mit einem relativ kleinen
magnetischen Feld von  mT entlang der Schicht-
ebene umschalten (Hysterese in Abb. ) und somit der
Wellenvektor des Oberflächenplasmons verändern
[16]. Das interferometrisch gemessene exponentielle
Abklingen der Wellenvektormodulation als Funktion
der Tiefe h der Kobaltschicht erlaubt es, die Skintiefe
δskin=  nm des Oberflächenplasmons in Gold direkt
zu vermessen. Die quantitative Übereinstimmung
mit der analytischen Theorie zeigt, dass sich dieses
Konzept für das Maßschneidern aktiver magneto-
plasmonischer Bauelemente eignet [16]. Derartige
Experimente in komplizierteren Strukturen wie Arrays
von subwellenlängen-großen Löchern können zum
direkten Abtasten elektromagnetischer Felder dienen
und damit einen Beitrag zur angewandten Elektro-
dynamik auf der Nano skala leisten.
Abb.  In dieser Multilagenstruktur lässt sich die Magnetisie-
rung Mx der vergrabenen Kobaltschicht durch ein äußeres Ma-
gnetfeld der Amplitude 20 mT umschalten (Hystereseschleife).
Hierdurch ändern sich die Nichtdiagonalelemente des Suszep-
tibilitätstensors, wodurch der Plasmon-Wellenvektor ksp um
den Betrag Δkmp moduliert wird. Aus der interferometrisch
gemessenen exponentiellen Tiefenabhängigkeit der Modula-
tionsstärke ergibt sich die Skintiefe.
-30- 20 -100 10 20 30
.0
-0.5
0.0
0.5
1.0
.
Magnetic eld T)
Au Au
Co
Position der Co-Schicht h in nm
h
0 10 20 30 40 50
10–3
10–2
2|Δkmp|D
Experiment
exp(–h/δskin)
Mx
–30 –20 –10 0 10 20 30
Magnetfeld in mT
Abb.  Verschiedene Ansätze für aktive
plasmonische Schalter: Bei der Spalt-
Grube-Struktur mit CdSe-Quantenpunk-
ten (a) interferieren die vom Eingangs-
und Kontrollsignal angeregten Plas-
monen, sodass sich das Ausgangssignal
mit dem Kontrollsignal modulieren lässt.
Alternativ lässt sich das Ausgangssignal
in einer Struktur mit Kobaltschicht auch
über ein äußeres Magnetfeld steuern (b).
Eingangssignal
Ausgangssignal
Signalplasmon Eingangssignal
Kontrollsignal
Kontrollplasmon
Ag
CdSe-Quantenpunkte
Grube
Spalt
Mikroskop-
objektiv Elektromagnet
Eingangssignal
Oberächen-
plasmon
Co-Schicht
Au-Schicht
Au-Schicht
Spalt Grube
Glas-
substrat
B = B0sin(ωt)
a b
nach [18]
nach [16]
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Schalten mit Plasmonen
Bei einem plasmonischen Schalter besteht die Idee
darin, die Änderung der Absorption bzw. des Wellen-
vektors des Oberflächenplasmons zu verwenden, um
die Transmission des Lichtes durch eine Nanostruktur
signifikant zu verändern. Dieses Konzept wird oft im
Zusammenhang mit der „aktiven Plasmonik“ disku-
tiert, die Krasavin und Zheludev erstmals eingeführt
und theoretisch untersucht haben [17]. Die ursprüng-
liche Idee, den Wellenvektor durch einen Fest-flüssig-
Phasenübergang in einer dünnen Galliumschicht auf
einem Edelmetallfilm zu modulieren, ist inzwischen
auf verschiedene Art implementiert.
Abb. a zeigt einen Schalter auf der Basis des disku-
tierten Spalt-Grube-Mikrointerferometers, dessen
Oberfläche eine Schicht von CdSe-Quantenpunkten
bedeckt [18]. Durch nichtresonante Anregung mit grü-
nem Kontrolllicht ist der Grundzustand der Quanten-
punkte höher besetzt, sodass das rote Signallicht, das in
Resonanz zur Grundzustandsenergie ist, weniger ab-
sorbiert wird. In diesem Experiment wurde eine Modu-
lation der durch den Spalt transmittierten Signalampli-
tuden von etwa  % beobachtet. Die Frage, wie schnell
die Schaltraten in diesen Strukturen sein werden, führt
uns auf die Diskussion der Wechselwirkungsmechanis-
men der Quantenpunkte mit Metallen zurück.
Alternativ kann man den Plasmon-Wellenvektor in
einer Metall-Ferromagnet-Metall-Struktur modulie-
ren, wie im letzten Abschnitt beschrieben (Abb. b). Im
Gegensatz zum ersten Beispiel kann man hier zwischen
zwei genau definierten, metastabilen Zuständen schal-
ten. Allerdings ist die erreichte Modulationstiefe von
maximal  % noch zu gering für realistische Anwen-
dungen, und die Frage über grundsätzlich erreichbare
Schaltraten ist offen.
In einem anderen Experiment diente eine Anord-
nung zweier periodischer Spaltarrays dazu, ultrakurze
Plasmonenpulse ein- bzw. auszukoppeln [19]. Die Pro-
pagation zwischen den Arrays wurde durch intensive
Anregung der Interbandübergänge in Aluminium
mit Femtosekundenpulsen gestört. So wie im ersten
Beispiel reduzierten die Kontrollpulse die Absorption
der Plasmonen. Das Schalten geschah auf einer ultra-
kurzen Zeitskala, die durch die Dauer des Kontroll-
pulses gegeben ist ( fs in diesem Experiment).
Ausblick
Die hier diskutierten Ergebnisse zeigen die natürlichen
Nanoskalen oberhalb und unterhalb der Grenzfläche
zwischen Metall und Dielektrikum (mit charakteris-
tischen Skalen im Bereich weniger Nanometer), die für
die aktive Plasmonik in Hybridmultilagenschichten von
Bedeutung sind. Große Hoffnungen ruhen auf Expe-
rimenten, mit denen sich die zeitliche und räumliche
Dynamik in magneto-plasmonischen Hybridstrukturen
auf ultrakurzen Zeitskalen messen lassen. Diese können
maßgeblich dazu beitragen, die derzeit teilweise kontro-
vers diskutierten Mechanismen der aktiven Schaltung
der Magnetisierung aufzuklären. Ein spektakuläres
Beispiel ist der Nachweis der Schaltung der Magnetisie-
rung allein mit optischen Feldern [20]. Der Übertrag des
Drehimpulses intensiver zirkular polarisierter Licht-
pulse auf das elektronische Spin system, zusammen mit
der Anregung der elektronischen Nichtgleichgewichts-
zustände in der Nähe der Curie-Temperatur, reichte
aus, um die Magnetisierung in einer dünnen GdFeCo-
Schicht deterministisch umzuschalten. Damit werden
bisher ungeahnte Mechanismen der ultraschnellen Pha-
senübergänge und neuartige Konzepte für integrierte
opto-magnetische Schaltkreise ermöglicht.
Literatur
[] R. J. Lakowicz, Plasmonics 1,  ()
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DIE AUTOREN
Vasily Temnov (FV Quantenoptik/Photonik
und Dünne Schichten) hat Physik in Nizhny
Novgorod und Essen studiert. 2004 promo-
vierte er in Essen mit experimentellen Ar-
beiten über ultraschnelle Phänomene in
Festkörpern. Danach folgte ein Postdoc-
Aufenthalt an der TU Dortmund, wo er sich
mit Nanooptik und Nanoplasmonik beschäftigte und an
zahlreichen innereuropäischen Kolaborationen mitarbeite-
te. Seit 2008 forscht Vasily Temnov am MIT als DFG-Stipen-
diat. Sowohl beruflich als auch in seiner
Freizeit ist er ständig unterwegs.
Ulrike Woggon (FV Halbleiterphysik) hat
an der Universität Jena und der HU Berlin
Physik studiert und 1985 an der HU Berlin
promoviert. Mit ihren Arbeiten zu op-
tischen Eigenschaften von Halbleiterquan-
tenpunkten habilitierte sie sich 1995 an
der Universität Kaiserslautern. 1997 wurde sie Professorin
für Experimentalphysik an der TU Dortmund und war dort
Sprecherin eines Graduiertenkollegs für Quanteninformati-
onsverarbeitung bevor sie 2008 an das Institut für Optik
und Atomare Physik der TU Berlin berufen wurde.
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