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Oct 05, 2023

勾配誘電率メタ

Rapporti scientifici Volume 6,

Scientific Reports volume 6、記事番号: 23460 (2016) この記事を引用

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この研究では、勾配誘電率メタ構造 (GPMS) モデルと超解像度イメージングにおけるその応用が提案され、議論されました。 提案された GPMS は、超解像で表面プラズモン (SP) の定在波干渉パターンをサポートできる、傾斜誘電率を持つ交互の金属膜と誘電体膜で構成されています。 厳密な数値 FDTD シミュレーション手法を採用することにより、GPMS が注意深くシミュレーションされ、SP 干渉パターンの周期は 532 nm の入射光に対してわずか 84 nm であることがわかりました。 さらに、広視野超解像イメージングへの GPMS の潜在的な応用についても議論され、シミュレーション結果は、プラズモン構造照明顕微鏡法に基づいてサブ 45 nm のイメージング解像度を達成できることを示しています。従来の落射蛍光顕微鏡と比較して、解像度が 1 倍向上しました。 さらに、提案された GPMS モデルは、超解像イメージング アプリケーション以外にも、ナノリソグラフィーや超解像パターンが必要なその他の領域にも適用できます。

表面プラズモン (SP) は、金属の自由電子の集団振動によって金属と誘電体の界面に捕捉される表面電磁波です1。 強い局在性や大きな面内運動量などの興味深い特性は、バイオセンサー 2、3、非線形光学 4、および超解像イメージング 5、6 の用途に活用されています。 SP の波数ベクトル kspof は、誘電体および金属材料の誘電率を慎重に選択することによって、空気中の励起光の波数ベクトル (k0) よりも高くすることができます。 したがって、SP は解像度向上の目的に最適な候補です。 過去数十年にわたり、SP の超解像度は広く研究され、パーフェクト レンズ 7、シルバー スーパーレンズ 8、9、およびハイパーレンズ 10 に適用されてきました。 これらのデバイスは、近接場超解像顕微鏡法にとって大きな可能性を秘めています。 さらに、SP は、定在波表面プラズモン共鳴蛍光顕微鏡 (SW-SPRF)11、12、13 や構造化照明顕微鏡 (SIM)14、15 などの遠視野顕微鏡イメージング モードでも使用できます。 これら 2 つの方法では、照明パターンとして定在 SP 波形が使用されます。 通常、従来の落射蛍光顕微鏡と比較して、横方向の解像度が 2 倍を超える解像度の向上を実現できます。 これらの顕微鏡の解像度の向上は照明パターンの空間周波数に依存しているため、ksp の増加が重要です。 以前の研究では、SP が単一の金属層の表面で高周波で励起される可能性があることが示されています 14,16。 近年では、多層化を採用してkspをさらに改良するための多くの努力も行われている。 G. Bartal et al. は、短波長の SP の 70 nm 焦点スポットを実現するために、2D 銀 - 窒化シリコン - 空気プラットフォームを構築しました 17。 ただし、この設計で採用されている誘電体層は誘電率がかなり高いため、生体標本と金属膜の間の近接場相互作用をブロックする可能性があります。 非常に高い ksp をサポートできる誘電率の点で異方性材料の一種である双曲的メタマテリアルは、最近ますます注目を集めています 18,19,20,21,22,23。 双曲材料は SP の高い波数ベクトルを得るために慎重に設計できますが、困難でコストのかかるナノ製造プロセスが必要であり、金属/誘電体材料の各ペアの誤差が結果の精度に影響します。 したがって、短波長のSPを達成し、同時にナノ製造プロセスを容易にするためには、より少ないペアまたは代替形態の双曲メタマテリアルが好ましい。

この論文では、短波長 SP を実現するための、かなりシンプルで洗練されたモデル、いわゆる傾斜誘電率メタマテリアル構造 (GPMS) を提示します。 この種の構造は、誘電体膜の間に銀の薄膜があり、誘電率が減少した 3 つの連続した誘電体膜で構成されます。 有限差分時間領域(FDTD)法を採用することにより、提案されたGPMSを注意深くシミュレーションおよび分析し、一次元で84nm周期の定常SP波が532nmの入射波長に対して得られることを発見した。 さらに、プラズモニック構造照明顕微鏡法に GPMS を採用することでイメージング解像度を向上できる可能性が理論的に実証されています。 GPMS では 1 次元で 41 nm の分解能が達成できることがわかります。 最後に、GPMS で短波長 SP をサポートする物理メカニズムについても説明します。

図 1 に提案する GPMS の概略図を示します。 図 1(a) は GPMS の斜視図を示し、図 1(b) は断面図を示します。 見てわかるように、比誘電率εS = 2.13のSiO2が基板材料として使用されています。 基板の厚さはdS=200nmとした。 次に、厚さ dA = 100 nm の銀層 (入射波長 532 nm で誘電率は -11.75 + 0.37i24) が基板の上部に堆積されました。 表面プラズモン波を発生させるために、各スリットの幅 W = 100 nm のサブ波長スリット アレイが銀層に穿孔され、スリットが Al2O3 材料 (εAl = 3.138) で満たされます。 スリット配列の周期は P = 1 μm です。 これは、周期的スリットアレイのフーリエ変換に広帯域の波数ベクトルが含まれているため、運動量整合条件が満たされたときに入射光がSPs波に結合できるためです。 層の特徴 (図 1(b) で破線の長方形としてマーク) を図 1(c) に示します。 スリットアレイの周期を 1 μm としたのは、参考文献 1 の式 (2.6) および (2.11) を用いて表面プラズモンポラリトンの伝播長が 1 μm と計算されるためです。作業フィールド全体を SP の定在波でカバーできます。 銀スリットアレイの上部に、同じ厚さ d = 20 nm の Al2O3、Ag、SiO2、Ag の 4 つの連続層を備えた GPMS を 1 つずつコーティングしました。 多くの生体サンプルの水性環境に合わせて、構造照明顕微鏡の対物面として機能する構造の上部に 100 nm の水膜が導入されました。

(a) GPMS の斜視図および (b) 断面図。(c) 100 nm Ag フィルムの GPMS の上面図。(b) では破線の長方形で示されています。

GPMS のモデル化と解析には、有限差分時間領域 (FDTD) シミュレーション ソフトウェア (Lumerical FDTD Solutions) が使用されました。 3 次元シミュレーションは、z 方向に入射する波長 λ0 = 532 nm の TM 偏波平面波を使用して実行されました。 図 1(a) の挿入図は、設計された GPMS の断面に対する入射可視電磁波の方向を示しています。

FDTD の周波数領域フィールドとパワー モニターを使用して、さまざまな平面での電場の分布を調査しました。結果を図 2 に示します。図 2(a) は、平面 y での電場の x 成分を示しています = 0、つまり最上層の銀層と水膜の界面。 カラーバーは電気強度を表します。 サブ波長金属スリットアレイにより励起されたSPの干渉により、Ag膜と水中で表面プラズモン波の定在波が発生していることがよくわかります。 しかし、SP 定在波の強度分布は水層内ではあまり均一ではありません。 その後、2 つのライン (図 2(a) の黒点線はライン 1 とライン 2) に沿った電力強度が抽出され、図 2(b) に示されています。 見てわかるように、GPMS の 1 つの単位セルでは、ライン 2 の強度がライン 1 の強度よりも大きくなります。 さらに、SP波がz = 160 nm（SiO2とAg膜の界面）からz = 180 nm（Agと水層の界面）に伝播するとき、SPの強度は指数関数的減衰の形で減少します。 z = 180 nm では、SPs 波にはサブピークがあり、これは電場が少し強化されたことを意味します。 SP波の水膜内部への浸透深さも求めることができます。 図 2(b) の青い曲線から、線 1 の定在波の侵入深さは約 24 nm です。 一方、ライン 2 の侵入深さは約 32 nm で、ライン 1 よりも若干大きくなります。一般に、SPs 波の侵入深さは約 30 nm スケールです。 平面z = 192 nm（Ag/水膜の界面から12 nm上）での電気のx成分の分布を図2(c)に示します。 図２（ｄ）は、図２（ｃ）の白点線に沿った強度分布の断面図である。 構造が対称であるため、線の半分だけがプロットされていることに注意してください。 この写真から、SP の定在波の周期は 84 nm、半値全幅 (FWHM) は約 56 nm であることがわかります。 したがって、GPMS モデルの場合、取得できる SP 干渉パターンの周期はわずか 0.16 λ0 です。

(a) y = 0 平面における電場の x 成分の分布。 (b) (a) の線に沿った電場のプロファイルの強度。青い曲線は線 1 を表し、赤い曲線は線 2 を表します。(c) z = 192 nm 平面における電場の x 成分の分布。 (a)と(c)のカラーバーは電場の強さを意味します。 (d) (c)の白点線部分の電界強度分布の断面図。

提案された GPMS は、プラズモニック構造照明顕微鏡モードによる超解像イメージングに適用できます。 超解像イメージングに使用されるGPMSのプロセスの概略図を図3(a)に示します。 解像度向上におけるその能力を実証するために、量子ドット（QD）の画像が計算されました。 QD オブジェクトは、上部の Ag 膜と水膜の界面に堆積されました。 スタンディングSPパターンはQD物体を照明するための構造化照明パターンとして機能し、QDの表面プラズモン結合放出（SPCE）信号は遠視野の電荷結合素子（CCD）カメラに記録できます（図3を参照） (a))。 画像再構成を生成するには、照明パターンの異なる位相を持つ少なくとも 3 つの中間画像を記録する必要があります 25。 位相変化は、入射光の入射角 θ を調整することで得られます15。 ここでは、0、120、-120°の位相を持つ 3 つの画像のシーケンスが計算されました。 GPMS を z 軸に沿って回転させることにより、x 方向と y 方向の両方に沿った照明パターンの向きを調整できます。 定在波全反射蛍光 (SW-TIRF) イメージングの数値アルゴリズムを使用して、高解像度画像を再構成しました 25。

(a) GPMS によって生成された SP の光学的構成。 2 つの隣接する逆伝播 SP によって生成される定在干渉パターンは、水膜内の量子ドット (または蛍光ビーズ) を励起するために使用され、(b) 回折限界システム、(c) x-方向再構成画像、(d) 従来の落射蛍光顕微鏡画像 (青の曲線) と GPMS を使用した超解像画像 (赤線) の半値幅比較、(e) x 方向と y 方向の両方の方向の再構成画像。

私たちのシミュレーション モデルでは、標準システムの点像分布関数 (PSF) を達成し、GPMS の分解能を特徴付けるために、発光波長 600 nm の 10 nm QD が使用されました。 数値モデルでは、NA 1.42 の液浸油対物レンズが考慮されました。 結果を図 3 に示します。図 3(b) は、従来の均一照明による QD の PSF の画像を示しています。 図 3(c) は、GPMS で生成された x 方向の直立 SP パターンを照明光として使用して QD を再構成した画像を示しています。 図 3(d) は、図 3(b、c) の PSF プロファイルの比較を示しています。 比較から、従来の落射蛍光顕微鏡の半値幅は約 218 nm であるのに対し、GPMS 照明顕微鏡の半値幅はわずか約 41 nm であることがわかります。 これは、GPMS 照明顕微鏡のイメージング解像度が従来の落射蛍光顕微鏡の約 5.3 倍であることを意味します。 この結果は、SIM26 および以前に報告された PSIM14、15、27 よりも優れています。 QD のイメージング解像度の 2 次元の向上は、GPMS で生成された SP パターンを使用して QD を x 方向と y 方向の両方で照明することによっても得られることに注意してください。 これは、GPMS の回転を介して定常 SP 波形の向きを動的に制御することで実現できます。 図 3(e) は、x 方向と y 方向の両方に照射するために直立 SP パターンを使用して QD を再構成した画像を示しています。 明らかに、図 3(e) では、イメージング解像度が x 方向と y 方向の両方で向上しています。 ただし、明らかにわかるように、干渉法に基づく他の超解像法と同様に、図3（c、e）の中心スポットの周囲にサイドローブアーチファクトが存在します28、29。 これらのアーティファクトは、適切な数値処理手法を使用することで簡単に除去できるため、画質をさらに向上させることができます30。

GPMS の物理メカニズムをさらに理解するために、GPMS によってサポートされる SP 波数ベクトルがマクスウェル方程式を通じて解析的に導出されます。 GPMS に従って、図 4 に示すような解析計算モデルが構築され、各層の材料の誘電率が図に示されます。 理論解析の都合上、xz 軸の座標系が図 1 の GPMS の座標系と異なることに注意してください。 TM 偏波の電磁波が z 軸に沿って入射します。 SPs 波はレイヤ 1 とレイヤ 2 の間の界面で励起されると想定されます。

ここで、εi と di はそれぞれ i 番目の層の材料の誘電率と厚さを表します。

マクスウェル方程式から、電界と磁界の成分を取得できます。

領域 A (z < 0) では、

そしてリージョンBEでは、

ここで、m = 2–5、領域 F では、電界と磁界の成分は次のように導出されます。

5 つの境界面に境界条件が課せられているため、電場の x 成分と磁場の y 成分は連続していなければなりません。 次に、z = 0、E1x = E2x、H1y = H2y の境界面で、次の方程式が得られます。

すると次の方程式が得られます。

同様に、z = d2 + d3 + d4 + d5 で次の方程式を得ることができます。

界面 z = d2 + d3 + d4 では、

z = d2 + d3 では、

そして、z = d2 では、

A = A21/A22、B = A51/A52、C = A41/A42、D = A31/A32 と仮定すると、次の方程式が得られます。

上の方程式では、

ここで、kiz は、i 番目の層の SP の波数ベクトルの界面に垂直な成分を表し、β は GPMS の界面に平行な成分を表します。 記号 k0 は入射光の波数ベクトルを表し、di (i = 1 ～ 6) は i 番目の層の厚さを表します。 続いて、GPMS の各層の異なる誘電率が考慮され、式 (6a ～ 6f) を組み合わせることで GPMS の SP の波数ベクトルが計算され、β = 0.0377 rad/nm になります。 その結果、GPMS における SP の波長は 166 nm と計算されました。 したがって、SP の干渉定在波の周期はその半分の 83 nm となり、厳密な数値シミュレーションで得られた周期とほぼ同じになります。 その結果、GPMS モデルの妥当性が数値的手法と解析的手法の両方によって確認されました。

さらに、誘電体材料の厚さ、金属と誘電体の誘電率など多くのパラメータがあるため、GPMS は非常に柔軟に調整でき、SP の波長を調整できるようになります。 ここでは、伝播損失が小さい金属材料として Ag を選択しており、伝播長の長い SP にも対応できます。 私たちの GPMS では、干渉 SP を生成するために金属シルト アレイが使用されましたが、半円シルト 17 やコンピュータ設計のメタサーフェス 31 などの他の結合要素も、追加の形式の SP 干渉パターンを生成するために使用できます。 GPMSを採用することで、スリットアレイの周期性により非常に広い視野での超解像イメージングが実現できます。 図 2(a) のカラーバーから、水膜内に立っている SP の強度は約 0.6 I0 (I0 は入射光の強度) であり、これは従来の多層メタマテリアルによって得られる強度よりもはるかに強いです18。 これは、高出力レーザー源の使用を排除することにより、生体サンプルのイメージングにおけるアプリケーションに利益をもたらします。 しかし、水媒体中での立ったSPの侵入深さはわずか約30 nmであり、通常のAg-空気構造における侵入深さよりもはるかに短いです。

要約すると、この研究では傾斜誘電率メタマテリアル構造 (GPMS) が実証されました。 GPMS は、数層の誘電体/金属膜を交互に使用するだけで、誘電率が傾斜するのが特徴です。 従来の多層メタマテリアル構造と比較して、GPMS はよりシンプルでエレガントですが、さらに高い波動ベクトルを持つ SP 波をサポートできます。 短波長 SP 波のサポートにおける GPMS の有効性は、厳密な数値的手法と解析的手法の両方を使用することによって証明され、結果は両方の手法で良好な一致を示しています。 SP 干渉パターンの周期は、入射光の波長のわずか約 0.16 であることがわかります。 この深いサブ波長の SP 干渉パターンの超解像イメージングへの応用の可能性についても議論されました。 再構成された量子ドット画像は、従来の落射蛍光顕微鏡と比較して解像度が5.6倍向上していることが示されています。 さらに、GPMS のパラメータを変更することで、スタンディング SP の波長を調整できます。 GPMS のこれらの利点はすべて、ナノリソグラフィーだけでなく超解像度生物医学イメージングの分野でも大きな潜在的な応用を約束します。

この論文の GPMS の数値シミュレーションはすべて、Lumerical Solutions, Inc. が開発した市販の有限差分時間領域 (FDTD) ソフトウェア (FDTD Solutions) を使用して行われました。 高精度メッシュ タイプ、つまり自動不均一メッシュの第 6 レベルタイプ、信頼性の高い結果を保証するために使用されました。 GPMS の計算と解析には、x 方向と y 方向の両方に周期境界 (PB) と、z 方向の吸収境界条件として完全一致層 (PML) を備えた 1 × 1 × 1 μm3 の FDTD シミュレーション領域が使用されました。 さらに、SP が存在する領域には 4 × 4 × 4 nm3 の小さな立方体によるより細かいメッシュ領域が適用され、それ以外の領域には粗いメッシュ領域が適用されました。 y = 0 nm、z = 192 nm での FDTD の周波数領域フィールドおよびパワー モニターを使用して、これらの平面での電場の分布を調査しました。

この記事を引用する方法: Cao, S. et al. 45 nm 未満の分解能を備えた広視野超解像イメージング用の傾斜誘電率メタ構造モデル。 科学。 議員6、23460; 土井: 10.1038/srep23460 (2016)。

Raether, H. 滑らかな表面と粗い表面、および格子上の表面プラズモン。 Vol. 111 (Hohler, G. et al. 編) 1–57 (シュプリンガー ベルリン ハイデルベルク、1988 年)。

リー、N.ら。 DNA で組み立てられたバイメタル プラズモニック ナノセンサー。 ライト: 科学。 応用 3、e226 (2014)。

記事 Google Scholar

アンカー、JN 他プラズモニック ナノセンサーによるバイオセンシング。 ナット。 メーター。 7、442–453 (2008)。

記事 ADS CAS Google Scholar

カウラネン、M.、ザヤッツ、AV 非線形プラズモニクス。 ナット。 光子。 6、737–748 (2012)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ハオ、X.ら。 可視光による顕微鏡検査からナノ検査へ。 ライト: 科学。 応用 2、e108 (2013)。

記事 Google Scholar

Li, L.、Guo, W.、Yan, Y.、Lee, S. & Wang, T. 浸漬微小球光学ナノスコピーによるアデノウイルスのラベルフリー超解像度イメージング。 ライト: 科学。 応用 2、e104 (2013)。

記事 ADS Google Scholar

Pendry、JB 負の屈折により完璧なレンズになります。 物理学。 レット牧師。 85、3966–3969 (2000)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Fang, N.、Lee, H.、Sun, C.、Zhang, X. 銀スーパーレンズを使用したサブ回折限界の光学イメージング。 サイエンス 308、534–537 (2005)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Zhang, X. & Liu, Z. 回折限界を克服するスーパーレンズ。 ナット。 メーター。 7、435–441 (2008)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Liu, Z.、Lee, H.、Xiong, Y.、Sun, C.、Zhang, X. 回折限界以下の物体を拡大する遠視野光学ハイパーレンズ。 サイエンス 315、1686–1686 (2007)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Chung, E.、Kim, Y.、Tang, WT、Sheppard、CJR & So、PTC 定在表面プラズモン共鳴波による広視野拡張解像度蛍光顕微鏡。 オプション。 レット。 34、2366–2368 (2009)。

記事 ADS Google Scholar

Tan, PS、Yuan, X.-C.、Yuan, GH、Wang, Q. 光渦を用いた高解像度広視野定在波表面プラズモン共鳴蛍光顕微鏡。 応用物理学。 レット。 97、241109 (2010)。

記事 ADS Google Scholar

Wang, Q. et al. 超解像による広視野光学顕微鏡イメージングのためのサブ波長サイズのプラズモニック構造。 プラズモニクス 7、427–433(2012)。

記事 CAS Google Scholar

Wei, F. & Liu, Z. プラズモニック構造化照明顕微鏡。 ナノレット。 10、2531–2536 (2010)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ウェイ、F.ら。 「プラズモニック構造化照明顕微鏡による広視野超解像表面イメージング」、Nano Lett. 14、4634–4639 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Sentenac, A.、Belkebir, K.、Gionnini, H. & Chaumet, PC 格子基板を使用した全反射蛍光顕微鏡における副回折解像度。 オプション。 レット。 33、255–257 (2008)。

記事 ADS Google Scholar

Gjonaj、B. et al. 均質な 2D 空間における短波長プラズモンの 100 nm 未満の集束。 ナノレット。 14、5598–5602 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Xiong, Y.、Liu, Z.、Zhang, X. 金属誘電体多層膜を使用した回折限界マスクからの深いサブ波長パターンの投影。 応用物理学。 レット。 93、111116 (2008)。

記事 ADS Google Scholar

Jacob, Z.、Alekseyev, LV & Narimanov, E. 光学ハイパーレンズ: 回折限界を超えた遠視野イメージング。 オプション。 エクスプレス 14、8247 ～ 8256 (2006)。

記事 ADS Google Scholar

Gao, W.、Fang, F.、Liu, Y. & Zhang, S. 二軸双曲メタマテリアルによってサポートされるキラル表面波。 ライト: 科学。 応用 4、e328 (2015)。

記事 CAS Google Scholar

Belov, PA & Hao, Y. 運河領域で動作する周期的な層状金属誘電体構造によって形成された送信デバイスを使用した、光周波数でのサブ波長イメージング。 物理学。 Rev. B 73、113110 (2006)。

記事 ADS Google Scholar

Xiong, Y.、Liu, Z.、Sun, C.、Zhang, X. 可視波長での遠視野スーパーレンズによる 2 次元イメージング。 ナノレット。 7、3360–3365 (2007)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Ishii1, S.、Kildishev, AV、Narimanov, E.、Shalaev, VM & Drachev, VP 双曲媒質中の体積プラズモン ポラリトンからのサブ波長干渉パターン。 レーザーフォトニクス Rev. 7、265–271 (2013)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Johnson, PB & Christy, RW 貴金属の光学定数。 物理学。 Rev. B 6、4370–4379 (1972)。

記事 ADS CAS Google Scholar

そこで、PTC、Kwon、HS & Dong、CY 定在波全反射顕微鏡における解像度の向上: 点広がり関数工学的アプローチ。 J. Opt. 社会午前。 A 18、2833–2845 (2001)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Gustafsson、MGL 構造化照明顕微鏡を使用して、横方向の解像度限界を 2 倍上回りました。 Ｊ．Ｍｉｃｒｏｓｃ． 198、82–87 (2000)。

記事 CAS Google Scholar

Ponsetto, JL、Wei, F. & Liu, Z. 広視野高速分散独立超解像イメージングのための局在プラズモン支援構造化照明顕微鏡 Nanoscale 6、5807 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Hell、S. & Stelzer、EHK 4Pi 共焦点蛍光顕微鏡の特性。 J. Opt. 社会午前。 A 9、2159–2166 (1992)。

記事 ADS Google Scholar

Shao、L.ら。 I5S: 100 nm スケールの分解能を備えた 3 次元の広視野光学顕微鏡。 生物物理学。 J. 94、4971 (2008)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Hanninen, PE、Hell, SW、Salo, J.、Soini, E. & Cremer, C. 二光子励起 4Pi 共焦点顕微鏡: 生物学研究用の強化された軸分解能顕微鏡。 応用物理学。 レット。 66、1698–1700 (1995)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Pors1、A.、ニールセン、MG、バーナーディン、T.、ウィーバー、J.-C. & Bozhevolnyi、SI 表面プラズモンポラリトンの効率的な一方向偏光制御励起。 ライト: 科学。 応用 3、e197 (2014)。

記事 CAS Google Scholar

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著者らは、中国自然科学財団からの助成金番号 61361166004、61490712、および 61475156 に基づく財政的支援に感謝します。

中国科学院長春光学・精密機械・物理学研究所応用光学国家重点実験室、中国吉林省長春東南湖路3888号

曹俊、王泰生、徐文斌、劉華、張宏信

中国科学院大学、北京、10039、中国

曹順

中国科学院、西安光学精密機械研究所、スペクトル イメージング技術重点研究室、No.17、Xinxi Road、Xian、710119、PR China

フー・ビンリャン＆ユー・ウェイシン

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SC がシミュレーションと結果の分析を実行し、TW、WX、HL、HZ、BH が結果の議論に貢献し、WY がこの作業を監督し、SC と WY が原稿を作成しました。

Weixing Yu への対応。

著者らは、競合する経済的利害関係を宣言していません。

この作品は、クリエイティブ コモンズ表示 4.0 国際ライセンスに基づいてライセンスされています。 この記事内の画像またはその他のサードパーティ素材は、クレジットラインに別段の記載がない限り、記事のクリエイティブ コモンズ ライセンスに含まれています。 素材がクリエイティブ コモンズ ライセンスに含まれていない場合、ユーザーは素材を複製するためにライセンス所有者から許可を得る必要があります。 このライセンスのコピーを表示するには、http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/ にアクセスしてください。

転載と許可

Cao、S.、Wang、T.、Xu、W. 他。 45 nm 未満の分解能を備えた広視野超解像イメージング用の傾斜誘電率メタ構造モデル。 Sci Rep 6、23460 (2016)。 https://doi.org/10.1038/srep23460

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受信日: 2016 年 1 月 14 日

受理日: 2016 年 3 月 7 日

公開日: 2016 年 3 月 21 日

DOI: https://doi.org/10.1038/srep23460

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