二维材料和分子操纵小组文献分享
Nano.Lett：自旋轨道角动量从纳米间隙表面等离激元到捕获的纳米金刚石的转移
1 前言与背景
微纳尺度物体的旋转运动与光的角动量密切相关，因此在光学操纵领域发挥着重要作用。然而，由于衍射极限的限制，在纳米尺度上光的角动量的精确测量和控制是很难实现的，且将它转移到纳米空间中的单个粒子或分子上更具挑战性。因此，选择合适的结构来实现上述操作尤为重要，而等离激元天线通过将光场限制在纳米尺度中，可以极大地增强纳米尺度的光与物质的相互作用。特别是等离激元纳米间隙天线，在间隙处可以获得极大的局域场增强。虽然最近已有研究通过圆极化入射光激发金纳米柱的等离激元偶极共振，实现被捕获纳米粒子的旋转，但是这种方法对纳米二聚体不适用，并且电场增强不具有局域性。
本文报告了一个简单有效的方法，将圆偏振光的自旋转移到位于金三聚体纳米天线间隙中的等离激元场，以及旋转线偏振光均实现了在纳米尺度上被捕获纳米粒子的旋转。研究发现，纳米粒子旋转的方向与入射光偏振的旋转方向相反，通过数值仿真，作者表明这种反转来自于线偏振旋转时单个纳米三角形以相反顺序的顺序激发；而在圆偏振光照射下，这是由于圆偏振光和被困粒子之间角动量的转移，通过产生反手性的坡印廷矢量涡旋。这项工作为在深亚波长尺度上探测和应用光力矩和控制角动量传递开辟了新的前景。
2 文献内容
2.1 角动量转移现象仿真
三角形或金字塔形的结构由于尖端可以产生极大的电场增强，一直是用于激发等离激元的首选。作者设计了一个边长为170 nm，间隙为30 nm及厚度为30 nm的金等离激元三聚体纳米天线。为确定出合适的激发波长，作者分别通过comsol软件计算和实验测量了该天线的散射截面光谱(计算数据，黑曲线; 实验数据，蓝色点)，从图中可以看出，该天线有两个等离激元共振模式，但结合天线中心处的电场强度谱（橙色）可知，波长为1064 nm的入射光耦合到了纳米间隙中，使得电场强度最大。使用这个共振波长在圆偏振光照射下激发的等离激元电场分布如图1c。
图1：设计的纳米结构与共振波长选取：(a)金三聚体天线的SEM图像 (b)金三聚体纳米天线的实验散射截面光谱（蓝色圆点）与计算的散射截面谱（黑色曲线）与纳米间隙中心评估的电场强度谱（橙色曲线）(c)右旋圆偏振入射光激发的场强分布
在偶极子近似下，定位于纳米间隙的强电场增强可以在纳米颗粒附近产生强光学梯度力，其定义如下：
，其中 α 是纳米颗粒的极化率。散射力取决于时间平均的坡印廷矢量
的强度和方向，即
，其中σsc是纳米颗粒的散射截面。
2.1.1 光与等离激元场的角动量转移
由旋转的线偏振光激发的三聚体结构的等离激元模式，其模拟结果如图2。纳米间隙中的等离激元模式由位于纳米间隙周围的金尖顶端的三个电偶极子连续激发形成。当线性极化光周期性地旋转360°时，它在一个周期内与每个偶极子耦合两次，故每个偶极子的共振激发是双频的。此外，相邻偶极子在线性极化的每π/3旋转处被激发，且它们受激发的顺序与线性极化的旋转顺序是相反的。由于梯度力的存在，被捕获的纳米粒子在偶极子的连续激发下会沿着纳米级的轨道运动。
图2 旋转线偏振光激发的纳米间隙周围的时序电场分布
2.1.2 光与被捕获粒子的角动量转移
图3a所示的数值结果表示在圆偏振光照射的三聚体纳米天线顶面上方20 nm处评估的电场强度分布上映射的坡印廷矢量横向分量的场分布。如蓝色箭头所示，入射光的自旋被转移到围绕每个金纳米三角形的轨道能量流。结果，天线纳米间隙上方的坡印廷矢量分布中出现了一个反向旋涡（绿色箭头）。因此，等离激元阱中的坡印廷矢量局部地沿与入射圆偏振光相反的方向旋转。
通过右手圆偏振光的等离激元模式的激发，在纳米孔上方产生旋转方向的坡印廷矢量涡流，即局部等离激元谐振模式与被捕获颗粒的运动之间发生角动量转移，使单个粒子沿轨道旋转。由散射力公式可知，矢量场产生了一个沿着等离激元轨道中梯度力方向的横向散射力，使结构中心纳米间隙附近的纳米颗粒沿着局部坡印廷矢量方向旋转。
图3：小球在旋转圆偏振光激发的等离激元场中圆周运动示意图：（a）纳米间隙上方的电场强度分布和坡印亭矢量场分布（黄色和黑色箭头）。右侧插图：放大中央区域。(b)金三聚体纳米天线捕获的单个荧光粒子轨道可控旋转示意图
2.2 角动量转移的实验验证
为验证上述仿真结果的正确性，下面利用平均直径为100 nm红荧光纳米金刚石（NDs）的水溶液进行捕获实验。在实验中，将近红外（1064 nm）激光器（激光光斑直径2.5 μm，强度100 kW·cm-2）发出的光引入倒置显微镜，并使用100×油浸物镜（Na=1.4）聚焦到金三聚体纳米天线上。入射激光束的偏振通过四分之一波片和半波片来控制。同时，在进行角动量转移之前，先用532 nm激光器的光激发NDs的荧光，由于金三聚体纳米天线在532 nm 波长处没有共振，因此该激光不会对金纳米天线受到的转动力矩产生影响。
然后，使用信号发生器控制绿色激光发射，产生频率为100 Hz的2 ms脉冲，来记录捕获纳米颗粒的瞬时位置。同时为了分析捕获ND的时间依赖性位置，使用CMOS相机记录荧光显微镜图像序列。接着对采集的图像进行单个纳米颗粒跟踪分析，以检索捕获的纳米颗粒的质心轨迹。
从显微镜图像可以看出，等离激元三聚体纳米天线在激发波长1064 nm的圆极化光下成功捕获了单个ND。一旦被捕获，ND保持在等离激元纳米间隙之约150×150 nm2的陷阱区域，如图4b所示。图4c和图4d分别显示了沿x、y轴方向的出现的陷阱分布，通过高斯拟合得到陷阱刚度kx=1.2 fn·nm-1和ky = 1.6 fn·nm-1，与用等离激元二聚体纳米天线进行的捕获实验中测得的典型陷阱刚度值吻合。
图4：ND的捕获实验：(a)捕捉到一个或多个ND的显微镜图像 (b)位于等离激元纳米间隙上方约150×150 nm2区域的捕获位置的2d 分布 (c，d)分别为沿x和y轴被捕获位置的直方图
为了证实实验中观测到被捕获粒子旋转，作者分析了旋转入射光的旋转轴时，被捕获ND质心随时间的变化，入射光的线性极化旋转频率为0.28 Hz(图5)当线性极化在顺时针方向内旋转时，被捕获ND的质心位置(x(t)，y(t))沿 x轴和y 轴呈周期性振荡，且x(t)和y(t)分量之间的相位差接近δφ=π/2，而当线性极化沿逆时针方向旋转时，x(t)和y(t)分量之间的相位差接近δφ=-π/2。因此被捕获的ND的运动轨迹为一个平均半径为50 nm的圆形。
图5 ND质心位置随时间分布图：（a）入射光线性极化的顺时针旋转和(b)入射光线性极化的逆时针旋转被捕获ND的质心位置的x (蓝色曲线)和y (红色曲线)随时间的变化
接下来计算旋转谱密度，判断被捕获ND的旋转方向以及旋转速度。故设复平面中被捕获ND的x(t)和y(t)表达式为f(t)= x(t)+ iy(t)。然后，在计算|f(t)|之后，使用傅里叶变换便可得到旋转谱密度，在光谱中，正(负)频率的峰值代表左旋(右旋)旋转运动，计算结果如图6a、b。，表明被捕获ND的轨道运动。这两个尖峰分别位于线性极化顺时针旋转的0.56 Hz和线性极化逆时针旋转的-0.56 Hz，故被捕获ND的转速高于极化转速的两倍，并且ND轨道运动的旋转方向与线性极化的旋转方向相反。
图6：ND的旋转谱密度图：（a）入射光线性极化的顺时针旋转和(b)入射光线性极化的逆时针旋转被捕获ND的旋转谱密度(功率谱)
对于圆偏振入射光的情况，由于存在旋转时产生的粘滞阻尼，所以只有图1c 所示的时均电场强度分布对梯度力起重要作用，但被捕获的ND依旧会旋转。
为了进一步分析被俘获ND的局部位移，定义一个由5×5 nm2单元组成的网格，用不同颜色的箭头表示被俘获ND在单元格中移动的方向，然后对在连续两帧之间的时间间隔内，所有进入或离开单元格ND的位移之和进行统计。图7a、b分别显示了右极化和左极化情况下被俘获的ND的局部位移的实验图。在每种情况下，旋涡模式的旋转方向与入射光的圆极化方向相反。此外，用高斯拟合法计算出各点位移半径的中位数分别为图7a的39 nm和7b的28 nm，和间隙大小30 nm相近。
图7 ND局部位移示意图：(a)左手圆偏振和(b)右手圆偏振被捕获ND的局部位移的实验图
3 总结
本文演示了如何在等离激元纳米空隙处捕获和控制直径为100 nm的ND沿轨道旋转。利用中心间隙30 nm的金三聚体纳米天线，通过散射力将圆极化入射光的自旋角动量转移到被捕获ND的角轨道动量上。本文通过实验和数值计算证明了由于在三聚体纳米天线表面上方产生了一个坡印廷矢量涡流，并且其方向与入射光偏振的旋转方向相反。这个研究结果为理解和控制纳米尺度上的光与物质角动量的转移机制提供了一个新视角。
原文链接：https://doi.org/10.1021/acs.nanolett.1c02083
撰稿人：邓 冉（2020级硕士生）
校稿人：霍春安（2020级硕士生）
