文/慧心引力佳

编辑/慧心引力佳

复杂的光学磁化率是表征光物质相互作用和决定任何材料中光学应用的最基本参数。在一维材料中，所有测量复杂敏感性的传统技术都变得无效。

在这里，我们报告了一种通过基于椭圆偏振的光学零差检测来测量单个一维材料的复杂光学磁化率的方法。该方法基于对入射左、椭圆偏振光和散射光之间的干涉的精确操纵，导致两组光谱中实部和虚部磁化率的贡献相反。

我们成功地证明了它在宽光谱范围和不同环境下确定单个手性定义的碳纳米管的复杂敏感性方面的应用。

这种对复杂光学响应的全面表征应该会加速各种一维纳米材料在未来的磷强、光电、光伏和生物成像器件中的应用。

一维材料是纳米科学技术研究工作的中心。例如，碳纳米管是一种由卷起的石墨烯制成的一维材料，显示出迷人的光学特性。

例如量子化的光学跃迁、强多体相互作用和高效的光子电子生成，从而实现了从光子学、光电电子学和光伏到生物成像的各种应用。

为了充分利用一维材料的各种应用，我们需要知道它们定量描述光物质相互作用的光学响应参数，其中复光学磁化率是最基本的一个描述晶体材料的偶极矩P对外部光场E的响应。

与通过求解二维和三维材料中的菲涅耳方程来测量复杂光学磁化率的成熟技术不同，没有可用的技术可以有效地测量单个 1D 材料中 ~χ 的实部和虚部。

主要困难在于相干折射或反射的概念消失，因此传统方法变得无效。规避这一困难的一种方法是测量一维材料的吸收，这与ima部分的敏感性成正比。

通过采用克莱默斯-克罗尼格关系，原则上可以计算出实部敏感性χ1。然而，为了获得准确的值，K-K关系的应用需要在从0 eV到无穷大的极宽能量区域内χ2的实验数据，而这些数据永远不可用。

到目前为止，还没有方法可以直接测量单个1D材料的复杂光学磁化率。在这里，我们开发了一种方法，通过基于椭圆偏振的光学零差检测来测量单个碳纳米管的复杂光学磁化率。

通过精确控制入射左旋和右旋椭圆偏振光束与纳米管散射光之间的干涉，我们获得了两组包含χ1和χ2信息的光谱，具有不同的前系数，这使我们能够确定~χ的定量值。

此外，我们的技术还将光信号水平提高了约两个数量级，使得极弱的单个纳米管信号在宽光谱范围和不同环境中易于检测。

我们的研究结果可以为表征各种一维纳米材料，包括石墨烯纳米带、纳米线和其他纳米生物材料，开辟令人兴奋的机会，从而促进其在未来光子、光电、光伏和生物成像器件中的精确材料设计和应用。

结果 透射几何中复杂光学磁化率测量方案.对于直径远小于光波长的单个纳米管，它们在反射/透射几何形状中的光信号可以被视为光学参考和纳米管散射场之间的干涉。

为了获得纳米管的χ1和χ2，原则上我们需要两个相位差为π/2的光学参考元件。实际上，圆/椭圆偏振光自然地提供了这样的π/2相位差，这已被证明是光学断层扫描，自旋/量子计算和信息，谷电子学和高谐波产生的有效激发。

在我们的工作中，我们选择椭圆度比较大的椭圆偏振光作为激发。 它相对于圆偏振光的优势在于，通过两个垂直放置的偏振片可以大大减少参考光束，这将大大增强最终的光学对比度，如之前使用线性偏振激发光进行单管瑞利散射、吸收和反射测量时分层的。

我们首先将这种技术应用于透射几何形状中单个悬浮的单壁碳纳米管。我们基于椭圆偏振的光学零差检测方法。

使用超连续介质激光器作为光源提供宽带激发，一对共聚焦偏振保持物镜用于将超连续介质光聚焦在单个纳米管上并收集透射和纳米管散射光，两个偏振器和一个四分之一波板用于产生椭圆偏振光并控制透射光的偏振。

在这里我们应该注意，非常仔细地选择物镜和波片以保持偏振纯度对于实现最终信号检测至关重要。

将两个偏振片严格垂直设置，悬浮纳米管相对于两个偏振片以π/4的角度定位。在两种不同的构型中，用偏振片1或偏振片2将四分之一波板的快速轴保持在小角度，以产生左旋或右旋椭圆偏振光作为纳米管的激发。

由于非常强的一维去极化效应，纳米管散射场主要沿纳米管轴向极化。

通过估计实验中β的散射系数，我们可以进一步给出纳米管的~χ的绝对值。总共测量了20个单壁碳纳米管，图显示了它们的三个代表性复合物敏感性。

从电子衍射拍打和光学跃迁，这三个纳米管分别被鉴定为半导体和和金属。显然，χ2和χ1光谱都是纳米管的内在特征。

由于开口狭缝上的超长纳米管通常直径为1.5-3.0nm，因此我们只能在1.6-2.7 eV的激光光谱范围内访问高于S22的光学跃迁。

原则上，我们也可以测量E11跃迁，只要将来可以在宽缝上生长直径小于0.8nm的超长纳米管这种积分需要从0 eV到χ2无穷大的完整能量数据。

然而，通过利用在1.6-2.7 eV能量范围内测量的χ2数据进行K-K变换，我们可以推断出预测的χKK 1。

我们发现χ1和χKK 1在共振峰区域周围具有相对良好的一致性，而在非谐振区域观察到明显的偏差。

共振区域的一致性实际上证明了我们对χ1测量的准确性，因为方程3中共振区域周围的分母权重因子非常大，对其他非谐振区域的无知应该仍然会产生相当好的预测。

该协议还意味着，描述光学响应的传统磁化率模型即使对于具有许多分子状光学特性的1D纳米结构仍然有效。而非共振区域的偏差突出了除预测χKK 1之外的独立χ1测量的必要性，因为人们永远无法在全能区获得χ2。

这种差异可以从公式3中理解。在1.6–2.7 eV的有限范围内进行K-K变换时，未考虑范围外χ2光谱的影响，导致χKK 1的计算值不准确。

χ2 低于 1.6 eV 对计算的 χKK 1 有负贡献，而 χ2 高于 2.7 eV 则有正贡献。因此，那些未考虑的光学跃迁的精确分布主要决定了χ1和χKK 1之间的偏差。特别地，光学跃迁是具有不同手性的每个纳米管的指纹，

单个纳米管的片上复杂光学磁化率检测。至于器件中的大多数光学应用，纳米管将位于基板上。此外，我们开发了在反射几何形状的基板上的纳米管技术。

与透射几何形状相比，在最终对比度信号中增加了反射预因子，其中r是根据菲涅耳方程计算的反射系数，1 + r是纳米管经历的局部场。

这将导致更高的对比度信号增强到~100倍，而传输几何形状中悬浮纳米管的~20倍增强。在图内。

我们展示了具有良好χ1和χ2光谱的半导体纳米管的代表性测量。使用从提取的虚部数据中鉴定出的光学跃迁峰，根据之前开发的图谱37确定纳米管手性。与反式任务谱相同，推导的χKK 1与共振峰区周围的实验值一致。

碳纳米管在光学应用中的一个优点是具有明确的原子结构和相关的光学跃迁，可以通过理论和实验数据库准确描述。

从我们的~χ测量中，我们可以清楚地看到每个纳米管在不同的能量区域具有不同的χ1和χ2值，这在纳米声子学中具有很大的优势，包括但不限于超表面。

通过对~χ决定的纳米管的空间控制，人们可以很容易地定制具有任意相位、偏振和振幅分布的光束的波前，这对于实现亚波长光学元件、光学计算和信息处理具有很大的前景，同时由于纳米管的一维特性，具有低损耗和小尺寸的优点。

此外，纳米管可以具有不同的壁，例如具有更多光学跃迁的单壁和双壁，因此超材料应用的光学工程的丰富性和灵活性非常有前途。

直接测量一维材料的基本复杂光学磁化率显然是其在未来光子、光电、光伏和生物成像器件中精确设计和应用的基础，为监测电荷掺杂、应变、分子吸附和介电环境等外部规律提供了新的可检测参数，并将进一步唤起对复杂磁化率一维材料的理论认识。

我们技术的信号检测限估计为~10−6。这种高灵敏度可以确保检测最小直径低至0.3 nm的纳米管。因此，对于具有定义结构的一般1D材料，例如长石墨烯纳米带和半导体纳米线，我们的技术也有望发挥作用。

在80 kV下运行的TEM中获得了电子衍射图。电子束和激光束都可以通过带有单个碳纳米管的开缝，从而可以直接研究同一纳米管的手性指数和光谱。

参考文献：

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