als Lichtquelle
Dissertation
zur Erlangung des akademischen Grades des
Doktors der Naturwissenschaften
(Dr. rer. nat.)
an der Universitat Konstanz
Mathematisch-Naturwissenschaftliche Sektion
Fachbereich Physik
Lehrstuhl Prof. J. Mlynek
vorgelegt von
Jens Michaelis
im Juni 2000
Tag der mundlichen Prufung: 24. Juli 2000
1. Referent: Prof. Dr. Jurgen Mlynek
2. Referent: Prof. Dr. PaulLeiderer
3. Referent: PD Dr. Johannes Bonneberg
Autor: Jens Michaelis (URL:www.bigfoot.com/jens.michaelis)
e-mail: Jens.Michaelis@bigfoot.com
Veroentlicht imKonstanzer Online-Publikations-System (KOPS)
www.ub.uni-konstanz.de/kops
Ziel der Arbeit war die Verwendung eines einzelnen Molekuls als Punktquelle
und-detektorfurdieIntensitatsverteilungineingeschranktenGeometrien.Hierzu
wurden die Techniken der Einzelmolekulspektroskopie mit denender Rasterson-
denmikroskopie verbunden, wodurch die hohe spektrale Sensitivitat eineseinzel-
nenMolekulsmiteinerhohenPositioniergenauigkeitkombiniertwird.Einesolche
EinzelmolekulsondekonntedabeierstmalsalsLichtquelle furdieoptische Mikro-
skopie eingesetzt werden, eine Methode mit der es in Zukunft vielleicht moglich
ist,dieoptische Auosung bisin den molekularen Bereichzu verbessern.
Zur Praparation einer Einzelmolekulsonde wurden mit Terrylen dotierte
MikrokristalledurchSublimationhergestellt.DieKristallewurdenbeiRaumtem-
peraturaufForm und Dotierunguntersucht, wozu einkonfokales Mikroskopauf-
gebaut wurde. Geeignete Kristalle wurden unter Verwendung der Scherkraftab-
standsregelungangeatzteGlasfaserspitzengeklebt.AnderartigenSondenwurden
bei kryogenen Temperaturen einzelne Molekule spektroskopisch ausgesucht und
deren spektrale- und Photostabilitatuntersucht. Hierzu wurde ein kombiniertes
optisches- und Rastersondenmikroskop entwickelt, das beiT=1.4Karbeitet.
Zur Demonstration, dass ein einzelnes Molekul als lokale Sonde fur externe
Feldverteilungen verwendet werden kann, wurde die Intensitat einer optischen
Stehwelle mit einem einzelnen Molekul als Punktsensor abgebildet. Desweite-
ren wurde ein Beugungsexperiment mit dem Fluoreszenzlicht des einzelnen Mo-
lekuls durchgefuhrt; das Ergebnis zeigt ein zweidimensionales Beugungsmuster,
das durch die Interferenz einzelner Photonen entsteht.
Den zentralen Teilder Arbeit bildenExperimente zur optischen Mikroskopie
mit einem einzelnen Molekul als Lichtquelle. Hierzu wurde die in dieser Arbeit
entwickelte Einzelmolekulsonde verwendet und in einer konstanten Hohe uber
ein zweidimensionales Gitter gerastert. Die dabei erreichte optische Auosung
von unter 200nm war durch den Abstand des Molekuls zur Probe limitiert. In
zukunftigen Experimenten kann dies durch die Auswahl von Molekulen in der
Nahe der Kristalloberache verbessert werden. Bei der Mikroskopie mit einer
Einzelmolekullichtquelle kann die optische Auosung, im Gegensatz zu Experi-
menten mit anderen optischen Nahfeldsonden, prinzipiell bis hinunter zu mole-
kularenGroenreichen,fallsesgelingtdasMolekulindieunmittelbareNahe des
zu untersuchenden Objekts zu bringen.
1 Einleitung 9
2 Theorie und Methodik der Nahfeldoptik 13
2.1 Auosung unterhalbder Beugungsgrenze . . . 13
2.2 Bildkontrast in der Nahfeldoptik . . . 15
2.3 Implementationeneiner Nahfeldsonde . . . 17
2.4 Theoretische Methoden in der Nahfeldoptik . . . 18
2.4.1 Wechselwirkungen zwischen Probeund Sonde . . . 19
2.4.2 Numerische Simulation- Green`s-Tensor-Technik . . . 20
2.5 Neue Methoden der optischen Nahfeldmikroskopie . . . 23
3 Einzelmolekulspektroskopie 27 3.1 Theorie der Einzelmolekulspektroskopie . . . 28
3.1.1 Photochemische Theorie . . . 28
3.1.2 Form und Breiteder homogenen Linie . . . 29
3.1.3 InhomogeneLinienbreite . . . 31
3.1.4 Kriterien fur den Einzelmolekulnachweis . . . 32
3.1.5 Sattigungeines einzelnen Molekuls . . . 33
3.2 Methoden der Einzelmolekuldetektion . . . 34
3.2.1 Doppeltes Modulationsverfahren . . . 34
3.2.2 Fluoreszenzanregungsspektroskopie . . . 35
3.2.3 SystemefurdieTieftemperatur-Einzelmolekulspektroskopie 36 3.2.4 Einzelmolekuldetektion imoptischen Nah- und Fernfeld . . 36
3.2.5 Fluoreszenzenergietransfer . . . 38
3.3 Quantenoptische Experimente . . . 39
3.3.1 Bunching und Antibunching von Photonen . . . 39
3.3.2 Demonstrationweiterer quantenoptischer Eekte . . . 41
4 Der experimentelle Aufbau 45 4.1 Der Kryostat . . . 45
4.2 Tieftemperatur-Mikroskop . . . 48
4.2.1 DasGrobpositioniersystem . . . 49
4.2.2 DasKonfokalmikroskop . . . 51
4.2.3 Rastermikroskopie . . . 54
4.2.4 Scherkraftregelung . . . 54
4.2.5 Das Transfersystem . . . 55
4.2.6 Rastersondenkopf . . . 57
4.2.7 Das Lasersystem . . . 57
4.3 Sublimationsaufbau . . . 59
4.4 Raumtemperaturaufbau . . . 61
4.4.1 Das Konfokalmikroskop . . . 61
4.4.2 Der SNOM-Kopf . . . 63
4.5 Praparation der Einzelmolekulsonde. . . 64
4.5.1 Herstellung von geatzten Faserspitzen . . . 64
4.5.2 Die Quarzstimmgabel. . . 64
4.5.3 Aufpicken der Kristalle . . . 65
5 Vorexperimente 67 5.1 Konfokalmikroskopie . . . 67
5.1.1 Herstellung von Testproben . . . 67
5.1.2 Tieftemperatur-Konfokalmikroskop . . . 69
5.2 Tieftemperatur-Rastersondenmikroskopie . . . 69
5.2.1 Scherkraft-Mikroskopie . . . 69
5.2.2 Optische Nahfeldmikroskopiemit Apertursonden . . . 72
5.3 Sublimationvon p-Terphenyl Kristallen. . . 72
5.4 Charakterisierung der Kristalldotierung . . . 75
5.5 Einzelmolekulspektroskopie . . . 78
5.5.1 Das System: Terrylen in p-Terphenyl . . . 79
5.5.2 SpektroskopieanTerrylen-dotiertenp-TerphenylMikrokri- stallen . . . 80
6 Einzelmolekulsonde - Erste Experimente 85 6.1 LokaleEinzelmolekulsonde . . . 85
6.1.1 Abbildung eines Gauschen Strahls mit einem einzelnen Molekul . . . 85
6.1.2 Abbildungeiner Stehwellemit einemeinzelnen Molekul . . 87
6.2 Beugung der Einzelmolekuluoreszenz . . . 92
7 Mikroskopie 97 7.1 Erste Experimente . . . 97
7.2 Einzelmolekullichtquelle . . . 102
7.2.1 Vergleichsmessung mit einem konventionellem optischen Nahfeldmikroskop . . . 108
7.2.2 Numerische Simulationdes Experiments . . . 110
7.2.3 Optische Auosung des Experiments . . . 114
7.2.5 Zusammenfassung und mogliche Perspektiven . . . 117
7.3 Lokale Kraftsensoren . . . 118
7.4 Intensitatoberhalbder Testprobe . . . 120
7.4.1 Theoretische Simulation der Feldverteilungam Molekul . . 124
8 Diskussion und Ausblick 127
Einleitung
Die zweite Halfte des 20. Jahrhunderts stand ganz im Zeichen der Miniaturi-
sierung. Getrieben von Vordenkern wie dem Amerikaner Richard Feynman, der
schon 1959 mitseinemVortrag\There is plenty of roomatthe bottom\amCa-
liforniaInstitute of Technology groes Aufsehen erregte [Feynman, 1960], sowie
den Anforderungen der Industrie, die immer komplexere Gerate auf den Markt
brachte, wurdeeinewahreFlutvonIdeenund Entwicklungenausgelost.Inseiner
Rede sprach Feynman davon, wie man die auerst geringe Groe von einzel-
nen Atomen und Molekulen ausnutzen konnte, um enorme Speicherdichten zu
erreichen, so dass alle Bucher der Welt auf der Flache einer Briefmarke gespei-
chert werden konnten. Selbst fur die Realisierung dieser Ideen gab er Losungs-
vorschlage: \What I would suggest is the possibility of training an ant to train
a mite to do this.\ Allerdings gab erst die Entwicklung des Rastertunnelmikro-
skops (engl.: Scanning Tunneling Microscope, STM) durch G. Binning und H.
RohrerimJahre1982[Binning etal., 1982]denWissenschaftlerneinInstrument,
das es ihnen erlaubte, einzelne Atome zu betrachten, ja sogar zu manipulieren
[Eiglerand Schweizer, 1990, Gimzewskiand Joachim, 1999].
Die Erzeugung von immer kleiner werdenden Strukturen wurde begleitet
durch dieWeiterentwicklung der Methoden zur Untersuchung der erzeugten Ob-
jekte.Wieschonerwahnt,bietetdieRastertunnelmikroskopiedieMoglichkeitder
hochprazisen Untersuchung der elektrischen Eigenschaften einer Struktur. Fur
die Untersuchung der optischen Eigenschaften mussen jedoch optische Metho-
den verwendet werden. Die traditionelle optische Mikroskopie stot dabei recht
schnell an ihre Grenzen, da die Auosung durch Beugung auf etwa die Halfte
derWellenlangebeschranktwird. Erstder
Ubergangzum optischen Nahfeld, der
1983unabhangigvoneinandervonden Gruppen um A.Lewis[Lewis et al.,1983]
und D. Pohl [Pohlet al.,1984] demonstriert wurde, erlaubt es, die optische
Auosungweiterzuverbessern.DabeiwerdenevaneszenteModendurchStreuung
in propagierende Wellen umgewandelt, so dass eektiv hohere k-Komponenten
des Feldes detektiert werden konnen, wodurch die Auosung verbessert wird
[Pohl, 1991, Paesler and Moyer, 1996]. Obwohl die optische Nahfeldmikroskopie
bereits einJahr nachder Entwicklungder Rastertunnelmikroskopiedemonstriert
werdenkonnte, istdiedabeiexperimentellerreichteAuosungbisheuteummehr
als zwei Groenordnung schlechter als die der Tunnelmikroskopie. Das Problem
in der Nahfeldoptik ist die Herstellung einer hinreichend kleinen Lichtquelle, da
die erreichbare Auosung von deren Groe abhangt. Bei der in den meisten Ex-
perimentenverwendetenApertursondestotmanaufdasfundamentaleProblem,
dassdiedieAperturbegrenzendenMetalleeineendlicheEindringtiefe(engl.:skin
depth)furoptische Frequenzen besitzen,wodurchdietheoretischerreichbare op-
tische Auosung auf etwa 30nm begrenzt wird [Novotny et al.,1995a].
Nebender optischenUntersuchung derkondensierten Materieaufimmerklei-
nerer Skala haben einige Forscher den umgekehrten Weg gewahlt und Experi-
mentezurUntersuchung undManipulationeinzelnerAtome,Ionenund Molekule
durchgefuhrt. Zur Untersuchung der optischen Eigenschaften einzelner Teilchen
verwendete man jedoch volligandere Methoden. So wurde zum BeispieleinGas
von Atomen durch optische Resonatoren gesandt, durch Regulierung des Gas-
usses konnte dabei die Wechselwirkung eines einzelnen Atoms mit dem Laser-
feldimResonatoruntersucht werden[Anet al.,1994].EinzelneIonenkonntenin
Ionenfallen gefangen und durch Laserstrahlen zur Fluoreszenz angeregt werden
[Nagourney etal., 1986]. Wahrend in den Experimenten mit einzelnen Atomen
die Position der Atome nicht sehr gut deniert und die Wechselwirkunszeit mit
einem Resonator extrem kurz ist, konnen einzelne Ionen in Fallen fur sehr lan-
ge Zeiten gespeichert werden. Dagegen ist es bei den Ionen-Experimenten sehr
schwierig, ein einzelnes Ion an einen optischen Resonator zu koppeln. Interes-
sant ware gewissermaen eine Kombination der beiden Experimente: die Unter-
suchung der Wechselwirkung eines einzelnen Quantensystems mit dem Feld in
einem optischen Resonator, wobei dessen Positionim Verhaltnis zum Resonator
gutkontrollierbarseinsollte.EineMoglichkeiteinsolchesExperimentzurealisie-
ren ware dieBefestigung eines Einzelteilchens ander Spitzeeines Rastersonden-
mikroskops. Hierfur sind insbesondere einzelne, in kleine Kristalle eingelagerte
Farbstomolekuleinteressant.
Die Spektroskopie einzelner Molekule in einem Festkorper ist gewisserma-
en eine Weiterentwicklung der Experimente der hochauosenden Festkorper-
spektroskopie. Diese wurde gepragt durch die Suche nach immer hoheren Spei-
cherdichten. Dabei wurde sehr bald erkannt, dass zusatzlich zur Verwendung
immer kleinerer Strukturen im Ortsraum auch die Moglichkeit besteht, In-
formation im Frequenzraum zu speichern, wenn man dabei die Methode des
spektralen Lochbrennens verwendet [Castroet al.,1978]. Durch weitere Verbes-
serung der experimentellen Techniken gelang es erstmals 1989 W.E. Moerner
und L. Kador das Signal von nur einer einzelnen Chromophore zu detektieren
[Moerner and Kador, 1989b]. Inzwischen haben Wissenschaftler aus der Physik,
ChemieundBiologiedieunterschiedlichstenExperimentemitnureinemeinzelnen
uoreszierenden Molekuldurchgefuhrt. Die Vielzahlder Untersuchungen werden
artikeln wiedergegeben [Kador, 1995, Orrit etal.,1996, Plakhotnik et al.,1997,
Xieand Trautmann,1998,Moerner and Orrit,1999].
IndieserArbeitwurdenzumerstenMaldieMethodenderEinzelmolekulspek-
troskopie und der Rastersondenmikroskopie miteinander verbunden. Dadurch
kann das einzelne Molekul als extrem sensibler und punktformiger Sensor mit
hochster Prazision bewegt werden, um z.B. die Feldverteilung an Oberachen
zu untersuchen. Eine solche Einzelmolekulsondekann aber auch als punktformi-
ge Lichtquelle fur die optische Mikroskopie verwendet werden, was schon 1993
vonR.Kopelmanvorgeschlagen[Kopelman and Tan, 1993] undimRahmendie-
serArbeiterstmalsexperimentellrealisiertwurde[Michaelis etal.,2000].Gelingt
es, ein einzelnesMolekulinunmittelbarerNahe
ubereine zu untersuchende Pro-
be zu bewegen, so konnte es moglich sein optische Auosungen im molekularen
Bereich zu erreichen. Dies wurde nicht nur fur die schon erwahnte Lithograe
neue Impulse bedeuten, einen noch groeren Einuss wurde man auf dem Ge-
biet der molekularen Biologieerwarten,wo zum Beispieldie Funktionsweise von
molekularen Motorenauf der Nanometerskalauntersucht werden konnte.
In Kapitel2werden zunachst dietheoretischen Grundlagender Nahfeldoptik
erlautert,wobei insbesondere dieunterschiedlichen Kontrastmechanismen disku-
tiertwerden,diezurEntstehung einesnahfeldoptischenBildesbeitragen. Zusatz-
lich werden analytische und numerische Methoden vorgestellt, mit deren Hil-
fe gemessene Mikroskopiebilder
uberpruft werden konnen. Die Grundlagen der
Spektroskopie einzelner Molekule werden in Kapitel 3 erlautert. Dabei werden
insbesondere die kritischen Anforderungen an das System Molekul/Umgebung
diskutiert, die es erlauben, ein einzelnes Molekul als hochempndlichen \Nano-
sensor\zuverwenden.InKapitel4wirdderimRahmendieserArbeitentwickelte
AufbaufurdieExperimentemiteinerEinzelmolekulsondevorgestellt.Nebendem
Bau eines kryogenen Rastersondenmikroskops war dabei auch die Herstellung
und Charakterisierungvon dotierten Mikrokristallenvongroer Bedeutung. Vor
derDemonstrationeinerEinzelmolekulsondemusstenzunachst dieverschiedenen
Komponenten einzeln getestet werden, was in Kapitel 5 beschrieben wird. Die
Probleme, die es dabei zu losen galt, waren die Demonstration hochauosender
Rastersondenmikroskopie bei 1.4K, sowie die Spektroskopie einzelner Molekule
in Mikrokristallen, wobei insbesondere die Stabilitat der Molekule untersucht
wurde.DieerstenexperimentellenErgebnisse,beidenendiePunktformigkeitdes
einzelnenMolekulsalsDetektor undQuelleausgenutzt wurde, werdeninKapitel
6diskutiert.Es gelangdabei,mitHilfe eines einzelnen Molekulsdas Interferenz-
muster einer optischen Stehwelle abzubilden [Michaelis et al.,1999], sowie das
Fluoreszenzlicht des einzelnen Molekuls an einem zweidimensionalen Gitter zu
beugen. Das zentrale Experiment dieser Arbeit, die optische Mikroskopie mit
einerEinzelmolekullichtquelle[Michaelis etal.,2000],wirdinKapitel7beschrie-
ben. Die Arbeit endet in Kapitel 8 miteiner Zusammenfassung und Diskussion
der Ergebnisse, sowie einem Ausblick auf mogliche zukunftige Experimente, die
Theoretische Grundlagen und
Methoden der Nahfeldoptik
Seit den Arbeiten von Ernst Abbe [Abbe, 1873] ist bekannt, dass die optischen
AuosungbegrenztwirddurchdieBeugungdesLichtesanderzuuntersuchenden
Struktur. Der mit einem optischen System gerade noch aufzulosende Abstand
zweier Punkte istdabei gegeben durch:
x =
2sin
; (2.1)
wobei die Beleuchtungswellenlange und der maximale
Onungswinkel des
optischen Systems ist.
Schon 1928 erkannte Synge, dass die optische Auosung verbessert wer-
den kann, indem man eine Lichtquelle, die wesentlich kleiner ist als die Wel-
lenlange, in die unmittelbare Nahe einer Oberache bringt und
uber diese hin-
weg bewegt [Synge, 1928]. Die von ihm vorgeschlagene Methode, Licht durch
ein sehr kleines Loch in einem Metalllm zu schicken, besitzt eine bemer-
kenswerte
Ahnlichkeit mit den heute verwendeten Techniken der Nahfeldoptik
[Paesler and Moyer, 1996].Dieerste experimentelle Realisierungeiner Auosung
besseralsdasBeugungslimitgelangAshund Nichols imJahre1972 ineinemMi-
krowellenexperiment [E. A.Ash and G. Nichols, 1972]. Die erste Demonstration
im optischen Bereich geschah fast gleichzeitig durch D. Pohl [Pohlet al.,1984]
und A. Lewis [Lewis etal.,1983,Lewis etal.,1984].
2.1 Auosung unterhalb der Beugungsgrenze
Die wesentliche Idee in der optischen Nahfeldmikroskopie ist es, nicht propagie-
rende evaneszente Felder in propagierende Wellen umzuwandeln. Wie dadurch
eine verbesserte Auosung erreicht werden kann, wird besonders deutlich wenn
mandie elektrischen Felder inder Fourierdarstellungbetrachtet. Das monochro-
matischeFeldE(R),R=(x;y;z),erzeugtdurchQuellenimHalbraumz <0und
propagierendimHalbraumz >0,kanninjeder Ebenez =constdurcheinezwei-
dimensionaleFouriertransformationausgedrucktwerden[Nieto-Vesperinas, 1991]
E(R)= 1
2 Z
dk
k
~
E(k
k
;z)e i(k
k r
k )
; (2.2)
wobei r
k
= (x;y) die raumlichen Koordinaten und k
k
= (k
x
;k
y
) die reellen
Komponenten des Wellenvektors inderEbenesind. DieBerechnung der Fourier-
komponenten
~
E(k
k
;z)erfolgtdurchEinsetzenderGleichung2.2indieHelmholtz
Gleichung
r 2
E(r)+k 2
0
E(r) = 0 (2.3)
)
d 2
dz 2
+k 2
z
!
~
E(k
k
;z) = 0: (2.4)
wobei k
0
=!=c.Dabeiwurde verwendet, dass
k
z
=(k 2
0 k
2
k )
1=2
(2.5)
ist. Die Losung der Gleichung 2.4 geschieht durch einen ebene Wellen-Ansatz,
wodurchsichfurdaselektrische Feldinder FourierdarstellungdiefolgendeForm
ergibt:
E(R)= 1
2 Z
dk
k A
1 (k
k )e
ik
z z
e i(k
k r
k )
: (2.6)
Das Feldwird somitalsSuperposition vonebenen Wellen mitAmplitudeA
1 (k
k )
und Wellenvektor k=(k
k
;k
z
)dargestellt.
Betrachtet man nochmalsGleichung2.5, so erkennt man, dass, abhangigvon
der Groe von k 2
k , k
z
entweder reell oder imaginar werden kann. Fur den Fall
jk
k j<k
0
bestehtdasFeldausebenenWellen,dieentlangzpropagieren.Hingegen
wirdk
z
furdenFalljk
k j>k
0
imaginar,diezugehorigenebenenWellensind dann
evaneszent.
Die Auosung fur ein klassisches Mikroskop lasst sich leicht aus Gleichung
2.6 ablesen. Bedenkt man, dass der Detektor bei einem ublichen Fernfeldmikro-
skop sehr weit von der zu untersuchenden Struktur entfernt ist, so konnen die
evaneszenten Felder am Ort des Detektors vernachlassigt werden. Die hochste
Fourierkomponente, die zur Entstehung des Bildes beitragen kann ist somit ge-
geben durch k
k
= k
0
. Die daraus folgende maximale Auosung des Mikroskops
betragt
x =
k
k
=
k
0
=
2
: (2.7)
Werden Strukturen die kleiner als x sind, von einer propagierenden Welle be-
leuchtet, soerzeugensieevaneszente Felder,dieimFernfeldnichtdetektiertwer-
den konnen[Greet and Carminati, 1997].
Um die Auosung eines Mikroskops verbessern zu konnen, mussen die eva-
Verstandnisbetrachteman zunachst dieeinfache Situation,dass eine zuuntersu-
chende Probedurch einevaneszentes Feld beleuchtet wird (wie das Feld erzeugt
wurde sei an dieser Stelle zunachst vernachlassigt). Auf Grund des Reziproki-
zitats-Theorems[Landauet al.,1984]kannein kleinesObjekt, dasvoneinereva-
neszenten Welle beleuchtet wird, die evaneszenten Felder in eine propagierende
Welleumwandeln,dadas gleicheObjektbeiBeleuchtung miteinerebenenWelle
beleuchtet auchevaneszenteFeldererzeugt.DiesesPrinzipwurdeauchanalogzur
frustriertentotalenReektion alsfrustrierteBeugung evaneszenter Felder(engl.:
frustratedevanescent diraction)bezeichnet [Vigoureux and Courjon, 1992].
IndenublichenImplementierungenwirdentwederdasevaneszenteFelddurch
eineoptische Nahfeldsonde direkt erzeugt (SNOMimBeleuchtungsmodus, engl.:
Illumination SNOM), oder ein bestehendes evaneszentes Feld lokal mit einer
Streusonde in propagierende Wellen umgewandelt. In beiden Fallen ist die er-
reichbareAuosung vomAbstandder Nahfeldsonde zur zu untersuchenden Pro-
besowie vomDurchmesser der Sonde abhangig.Der Abstandzur Probemuss so
kleinwiemoglichsein,dadieevaneszentenFelderexponentiellmitz zerfallenund
die Abfallstrecke furhohere Raumfrequenzen immer kurzer wird. Die Groe der
Sonde ist fur die Auosung entscheidend, da das entstehende Bild eine Faltung
aus Objekt- und Sondengroe ist[Paesler and Moyer, 1996].
Interessanterweise liefert auch die Unscharferelation Heisenbergs das
Ergebnis fur die Auosungsgrenze im optischen Nah- und Fernfeld
[Vigoureuxand Courjon, 1992]:
Aus Gleichung 2.5 folgt, dass fur propagierende Wellen jk
k j
2
und daher
k
k
4
. Die maximal erreichbare Auosung im Fernfeld ist gema Gleichung
2.1 x ==2. Insgesamt giltalso:
xk
k
=
2 4
=2: (2.8)
MitHilfe der de BroglieBeziehung p=hk folgt daherdie Unscharferelation:
xph: (2.9)
Im optischen Nahfeld wird eine bessere Auosung x durch groere k
k
erreicht,
das Produkt aus xk
k
bleibt daher gleich.
2.2 Bildkontrast in der Nahfeldoptik
In der optischen Nahfeldmikroskopie wird eine Sonde lateral
ubereine zu unter-
suchende Probebewegt unddas optischeSignal alsFunktionder Sondenposition
detektiert. DieVariationdes Signals aufdem Detektorbezeichnet man dabei als
Kontrast. Der dieses Signal produzierende Mechanismus ist jedoch
auerstkom-
plex.ErsetztsichzusammenausdentopographischenundoptischenEigenschaf-
Koharenz des einfallenden Lichtsund letztendlichden Eigenschaften des Detek-
tors selbst. Zudem gibt esauch eine Wechselwirkung zwischen der Nahfeldsonde
und der Probe, was inAbschnitt 2.4.1 diskutiert wird.
Der Einuss der Topographie auf das optische Signal bei ver-
schiedenen SNOM-Modi ist sowohl experimentell [Hecht et al.,1997,
Sandoghdar etal., 1997]alsauchtheoretisch[Carminati etal.,1997] ausfuhrlich
untersucht worden. Von der Topographie induzierte Artefaktesind insbesondere
imModus deskonstanten Abstandes zwischen SondeundProbe(engl.:Constant
Gap) aufgetreten. Dagegen konntegezeigt werden, dass der Modus der konstan-
tenHohe(engl.:ConstantHeight)undderkonstantenIntensitat(engl.:Constant
Intensity) das gleiche Ergebnis liefern [Carminati and Greet, 1996]. Die unter-
schiedlichen Modi sind in Abb. 2.1 schematisch dargestellt. Durch unabhangige
Messung der Topographie der untersuchten Probe und Messung im \Constant
Height\ Modus kann der Experimentator die bestmogliche Information uber
die Probe erhalten (allerdings muss auch in diesem Fall die Wechselwirkung
zwischenSondeund Probebeachtetwerden). EinedreimdimensionaleAufnahme
des optischen Signals ist eine andere, jedoch sehr aufwendige Methode um ein
Bild freivon Artefakten zu erhalten [Jordan etal.,1999].Hierbeiwird anjedem
Punkt der Probe die Intensitat fur verschiedene Abstande zwischen Sonde und
Probe gemessen.
Abbildung 2.1: Die Abbildung zeigt schematisch den Aufbau eines Nahfeldoptik-
Experiments.DiezuuntersuchendeProbewirdmiteinerApertursondebeleuchtet.
Das durch die
Onung der Sonde hinaustretende evaneszente Licht wird an der
zu untersuchenden Probe gestreut und gelangt auf einen Detektor. a) zeigt den
Betriebsmodus des \Constant Gap,\ bei dem die Sonde der Topographie folgt.
b) zeigt den \Constant Height\ Modus, bei dem die Sonde in einem bestimmten
Abstand zur Probe gehalten wird.
InExperimentenmitStreusondenwurdedurcheineninterferometrischenAuf-
bau zudemdiePhasedes detektiertenSignalsgemessen [Zenhausernet al.,1994,
Zenhausern et al.,1995]. Dabei wurde von extrem guten Auosungen im Nano-
gnals dabei oftmals nicht uberprufbar ist. Eine theoretische Untersuchung der
Phase in der optischen Nahfeldmikroskopie wurde von Carminati durchgefuhrt
[Carminati,1997], wobei gezeigt wurde, dass insbesondere auf die Polarisation
des Anregungs- und detektierten Lichtsgeachtet werden muss.
DiegroeBedeutungderPolarisationdeseinfallendenunddetektiertenLichts
in der Nahfeldoptik wurde schon 1992 von E. Betzig erkannt. Das gleiche Ob-
jekt liefert bei Veranderung der Polarisation des Anregungs- und detektier-
ten Lichts ein vollig unterschiedliches Intensitatsmuster [Betzig etal., 1992b].
Theoretische Untersuchungen [Girardet al.,1994, Greet and Carminati,1997,
Girardand Dereux,1996, Martin, 1999] ergaben, dass nur bei Verwendung von
p-polarisiertemLicht (d.h. Polarisation senkrecht zur Probe) Intensitatsverlaufe
entstehen, die die reale Struktur der Probe wiedergeben. Hingegen ergibt sich
beieinerPolarisationparallelzur Probenoberache ofteine Kontrastumkehr, so-
wie eine schlechtere optische Auosung. Experimentell wird aus diesem Grunde
oftmalsbei kontrollierterAnregungspolarisationdas senkrechtzur Anregungpo-
larisierteLichtfurdieDetektionverwendet[Huser etal.,1999].AuchderZusam-
menhangzwischen Interferenzphanomenen beigroerenuntersuchten Strukturen
wurdeunterBetrachtungderPolarisationsowohltheoretisch[Girardet al.,1995]
alsauch experimentell[Huser, 1998]untersucht. Als ErgebnisdieserArbeiten sei
festzuhalten, dass dieGroe der nahfeldoptisch untersuchten Strukturen kleiner
als=2seinsollte,umdiedieBildinterpretationerschwerendenInterferenzphano-
mene zu minimieren.
2.3 Implementationen einer Nahfeldsonde
Die ersten Experimente in der Nahfeldmikroskopie wurden mit geatzten Quarz-
kristallendurchgefuhrt,diemiteinerAluminiumschichtbedampftwurden.Durch
KontaktmitderProbeentstandeinkleinesLoch,durchdasdiesedannbeleuchtet
wurde[Pohlet al.,1984].DieserTypvonSondewirdauchApertursondegenannt,
erentsprichtderursprunglichenIdeevonSynge[Synge, 1928],einemLochineiner
ansonsten lichtundurchlassigen Maske. Alternativ hierzu wurden auch mit Alu-
miniumbedampfte gezogene Glaspipetten verwendet [Harootunian etal.,1986].
Diese Technik wurde 1991 von E. Betzig verbessert, indem er statt der gezoge-
nen Pipetten optische Glasfasern verwendete [Betzig et al.,1991]. Dies ist auch
heutenochdieindenmeistenLabors verwendeteMethode.Neben der ursprung-
lich (analog zu den Experimenten mitPipetten) vorgestellten Methode des Zie-
hensderoptischenFasern[Valaskovic et al.,1995]gibtesauchdieMoglichkeiten
des
Atzens der Fasern [Zeisel etal.,1996, Stockle etal.,1999]. Der Unterschied
zwischen den beiden Methoden besteht hauptsachlich darin, dass der entstehen-
de Winkel beim
Atzen stumpfer ist, wodurch die Transmission durch die Son-
de erhoht werden kann. Leider ist jedoch die Oberache der Faserspitze nach
Aluminium bereitet [Wegscheider, 1998]. In einer neueren jedoch technisch auf-
wendigeren Methode werdenfokusierte Ionenstrahlenbenutzt (engl.FocusedIon
Beam, FIB), um ein Loch in einer zuvor vollstandig beschichtete Sonde zu er-
halten [Veermanetal., 1999]. Die minimale Auosung, die mit einer Apertur-
sonde erreicht werden kann ist auf Grund der endlichen Eindringtiefe in reale
Metalle, sowie der geringen Transmission durch dieSpitzelimitiertauf ca. 30nm
[Novotny et al.,1995a].Wegentechnischer ProblemeistdietaglichindenLabors
erreichteAuosung jedoch deutlichschlechter und betragt eher zwischen 70und
100nm [Sandoghdarand Mlynek, 1999].
Eine andereArtderNahfeldsonde istdieStreusonde[Zenhausernet al.,1995,
Bachelot etal.,1997, Gross Levi, 1999]. Bei der optischen Nahfeldmikroskopie
mit einer Streusonde wird zunachst diezu untersuchende Probe beleuchtet, wo-
bei an der Probenoberache evaneszente Felder entstehen (vgl. Abschnitt 2.1).
Diese Felder werden durch die indieNahe der Probe gebrachte Nahfeldsonde in
propagierende Moden umgewandelt,die anschlieend imFernfeld gemessen wer-
den konnen. Obwohl mit dieser Methode von sehr guten optischen Auosungen
bis in den Nanometerbereich [Zenhausernet al.,1995] berichtet wurde, fallt die
Interpretation der Bilder, auf Grund des groen Hintergrunds und der Wechsel-
wirkung zwischen Spitze und Probenoberache, meist schwer.
Eine dritte Klasse der optischen Nahfeldsonden sind die aktiven Nahfeld-
sonden. Bei dieser Methode wird ein an der Sonde bendliches Material wie
z.B. Farbstomolekule mit Licht der Wellenlange
1
zur Fluoreszenz bei der
Wellenlange
2
angeregt [Liebermanet al.,1990, Lewis and Liebermann, 1991,
Kramperetal., 1999]. Die bei dieser Methode erreichbare Auosung ist von der
Groe der Lichtquelle und dem Abstand der Lichtquelle zur Probe bestimmt.
Schon 1993 wurde erkannt dass selbst ein einzelnes Molekul als Lichtquelle fur
dieoptischeMikroskopieverwendetwerdenkann[Kopelman and Tan, 1993],was
erstmals experimentell inder hier vorliegenden Dissertationdemonstriert wurde
[Michaelis et al.,2000].Mit einerderartigen Lichtquelle istesprinzipiellmoglich
dieoptischeAuosung bisaufdas molekulareNiveau zu bringen, fallsesgelingt,
das einzelne Molekul in die unmittelbare Nahe der zu untersuchenden Probe zu
bringen.
2.4 Theoretische Methoden in der Nahfeldoptik
DieersteTheoriezurNahfeldoptikistwesentlich
alteralsdieerstenexperimentel-
len Ergebnisse,dieRechnungenhierzuwurden vonBethe 1944[Bethe, 1944]und
Bouwkamp1950[Bouwkamp, 1950]durchgefuhrt. Sieberechneten dieVerteilung
des elektrischen Feldes einer sub- Apertur, allerdingsunter der Annahme eines
Loches in einer unendlich ausgedehnten, perfekt leitenden Platte.
Um die tatsachliche Situation realer Metalle beschreiben zu konnen wur-
denen die reale Situation durch Diskretisierung in kleinste Bereiche beschrie-
ben wurde [Girard and Dereux,1996]. Eine andere besonders trickreiche Me-
thode ist die von L. Novotny eingefuhrte Multiple Multipole Technik (MMP)
[Novotny etal., 1994, Novotny et al.,1995b] bei der die Losungen der Maxwell-
gleichungen nach Multipolen entwickelt werden. Der Vorteil dieser Methode ist,
dass nurdieOberachen diskretisiertwerden mussen,wahrenddieFelder inden
unterschiedlichen Bereichen durch analytische Losungen der Maxwell Gleichun-
gen beschrieben werden konnen.
2.4.1 Wechselwirkungen zwischen Probe und Sonde
Schon mehrfach wurde angesprochen, dass die Wechselwirkung zwischen Nah-
feldsonde und zu untersuchender Probe fur das Ergebnis der nahfeldoptischen
Messung von ganz besonderer Bedeutung ist. In den modernen theoretischen
Methoden wurde aus diesem Grund auch die Spitze in die Berechnung mitein-
bezogen. Abbildung 2.2 zeigt beispielsweise das Ergebnis einer zweidimensio-
nalen MMP Rechnung, die einer Veroentlichung von T. Huser et al. entnom-
men wurde [Huser et al.,1999] und auf die Arbeit von L. Novotny zuruckgreift
[Novotny etal., 1995b].
Abbildung2.2: Die Abbildung zeigt das Ergebnis einer zweidimensionalen MMP
Simulation (entnommen aus [Huser et al., 1999]). Die Sonde besteht aus einem
Glaskeil, der mit Aluminium bedampft wurde. Das Testobjekt (ein Zylinder) be-
stehtebenfallsausAluminium.DieWellenlangein derSimulationbetragt488nm.
Simuliertwird einmit Aluminiumbeschichteter Glaskeil,der
uber eineTest-
struktur (Zylinder)bewegt wird, dieebenfalls aus Aluminiumbesteht. Die Wel-
lenlange des durch die Sonde transmittierten Lichtes betragt 488nm. Deutlich
zu erkennen ist, dass das Licht nicht nur auf den Glasteil der Sonde beschrankt
des von der Sonde ausgehenden Lichtes durch das Testobjekt verandert. Wenn
die Aluminiumstruktur sich auf der einen Seite von der Sonde bendet, so wird
das Licht zur anderen Seite abgelenkt, wie immittlerenBild zu erkennenist.
In ahnlicher Weise wird auch die Abstrahlcharakteristik eines einzelnen Mo-
lekuls von Objekten verandert, die sich in der Nahe des Molekuls benden
[Novotny, 1996]. Die Analogie wird deutlich,wenn man bedenkt, dass die Aper-
tur einer optischen Nahfeldsonde auch als schwingender Dipol beschrieben wer-
den kann[Paesler and Moyer, 1996].In einer theoretischen Zusammenarbeitmit
C. Henkel von der Universitat Potsdam werden genau solche Veranderungen in
der Dipol-Abstrahlung in der Nahe von strukturierten Oberachen untersucht
[Henkel and Sandoghdar, 2000].
2.4.2 Numerische Simulation - Green`s-Tensor-Technik
Eine weitere Methode zur theoretischen Beschreibung nahfeldoptischer Ex-
perimente wurde von O. Martin entwickelt und benutzt Green`sche Tenso-
ren zur Beschreibung des dreidimensionalen Systems aus Probe und Sonde
[Martin and Piller, 1998, Martin, 1999]. Da diese Methode benutzt wurde, um
die von uns untersuchte experimentelle Situationzu beschreiben (vgl. Abschnitt
7.2.2), soll an dieser Stelle die Idee dieser Technik etwas genauer beschrieben
werden.
Die Beschreibungen in diesem Abschnitt folgen der Arbeit von O. Martin
[Martin and Piller, 1998].
Zur Beschreibung der komplexen Situation eines nahfeldoptischen Experi-
ments,wird eine moglichst einfache numerische Methode verwendet. Dabei wird
das zu beschreibende System aufgeteilt in ein unendlich ausgedehntes homoge-
nes Medium
B
und eine Storung in Form eines streuenden Systems, das durch
seine komplexedielektrischeFunktion(r) beschrieben wird.DieseStorungmuss
nicht homogensein undkannaus verschiedenen einzelnen Teilenbestehen, diein
den Hintergrund (
B
) eingelagert sind. Das System wird von einem einfallenden
elektrischen Feld E 0
(r)beleuchtet. Das totaleelektrische Feld, zusammengesetzt
aus einfallendemund gestreutem Feld isteine Losung der Helmholtz Gleichung:
rrE(r) k 2
0
(r)E(r)=0 (2.10)
Fuhrt man nun den dielektrischen Kontrast(r) ein:
(r)=(r)
B
; (2.11)
so wird Gleichung 2.10 zu:
rrE(r) k 2
0
B
E(r)=k 2
0
(r)E(r): (2.12)
Dabeimuss das einfallendeFeld diehomogene Gleichung
rrE 0
(r) k 2
B E
0
(r)=0 (2.13)
losen. Um nun das Feld E(r) zu berechnen, wird die bekannte Metho-
de der Green`schen Tensoren zur Losung von Dierentialgleichungen gewahlt
[Jackson, 1975]. Der Tensor G B
(r;r 0
) fur den Hintergrund
B
, lost die Dieren-
tialgleichung 2.13 miteiner Punktquelle:
rrG B
(r;r 0
) k 2
0
B G
B
(r;r 0
)=1Æ(r r 0
): (2.14)
Mitdieser Losung erhalt man aus Gleichung 2.12 das totale FeldE(r)
E(r)=E 0
(r)+ Z
V dr
0
G B
(r;r 0
)k 2
0 (r
0
)E(r 0
) (2.15)
wobeiV das gesamte Volumen der Storungist.
1
ZurnumerischenLosungvonGleichung2.15wirddieStorungdurcheinGitter
von N Teilgebieten diskretisiert. Jedem Teilgebiet i ist eine Position r
i
und ein
Volumen V
i
zugeordnet. Das diskretisierte Feld E
i
= E(r
i
), der diskretisierte
dielektrischeKontrast
i
=(r
i
)undderdiskretisierteTensorG B
i;j
=G(r
i
;r
j )
bildendann ein System von linearenGleichungen
E
i
=E 0
i +
N
X
j=1;j6=i G
B
i;j k
2
0
j E
j V
j +M
i k
2
0
i E
i
(2.16)
wobei
M
i
= Z
V dr
0
G B
i;j
=G(r
i
;r 0
): (2.17)
BeiderDiskretisierungmussendieeinzelnenVolumenelementeV
i
nichtdiegleiche
Groehaben.AnStellen,andenenderdielektrischeKontrast(r)groist,kann
daherdas Volumenelement kleiner gewahlt werden als inanderen Bereichen.
Die hier beschriebene Methode wurde in den letzten Jahren immer wie-
der verbessert, so dass nun reelle Situation, wie z.B. die Wechselwirkung zwi-
schen Spitzeund Probe ineiner dreidimensionalenSimulation analysiertwerden
konnen. Zur numerischen Losung der Gleichungen 2.16 wird die Methode der
gelterten, gekoppelten-Dipol-Naherung (engl. ltered coupled-dipole approxi-
mationFCD) gewahlt, diesich als gut konvergierend und sehr eÆzient erwiesen
hat [Piller and Martin, 1998]. Ein Beispiel einer solchen Simulation ist die Ab-
bildung eines Glasquaders mit einem Apertur-SNOM wie in [Martin,1999] be-
schrieben. Abbildung 2.3 zeigt einen in dieser Arbeit berechneten Querschnitt.
Die Groe des abgebildeten Quaders betrug 40x40x40nm, die Sonde hatte eine
Apertur von 50nm und war mit 70nm Aluminiumbeschichtet, die Wellenlange
war=633nm.DiedurchgezogeneLiniezeigtdasErgebnisderSimulationeines
1
Der Green`s Tensor G B
(r;r 0
) divergiert fur r = r 0
. Deshalb muss, falls r und r 0
beide
innerhalbvon V liegen, derHauptwert desIntegralsverwendet unddie Singularitat getrennt
betrachtet werden [MartinandPiller,1998]. Aus GrundenderAnschaulichkeitwurde hierje-
\Constant Height\ Scans, wobei das Licht in Richtung des Querschnitts polari-
siert war,wahrendfurdiegestrichelte Liniedie Polarisationsenkrecht zum Scan
(jedoch in der Ebene der Probe) gewahlt wurde.
Abbildung 2.3: Die Abbildung zeigt das Ergebnis einer dreidimensionalen nume-
rischen Simulation der Abbildung eines Glasquaders (Groe: 40x40x40nm) mit
einemApertur-SNOM,dieunter VerwendungvonGreen`sTensorendurchgefuhrt
wurde. Die dabei verwendete Nahfeldsonde hat eine Apertur von 50nm. Die Si-
mulation wurde im\Constant Height\ Modusdurchgefuhrt.Bei der durchgezoge-
nen Linie ist die Polarisation des durch die Sonde gesandten Lichts entlang der
Querschnittsrichtung, wahrend diedurchgezogene Liniedas zuerwartende Signal
fur einen Scans mit Polarisation senkrecht zum Querschnitt (jedoch parallel zur
Probe) wiedergibt. Die Abbildung ist [Martin, 1999] entnommen.
Das vollig unterschiedliche Aussehen der beiden Scans kann gut verstanden
werden, wenn man sich die aus den Maxwell Gleichungen ableitbaren Randbe-
dingungen fur die elektrischen Felder vergegenwartigt. Die Normalkomponente
des Verschiebungsfeldes D muss kontinuierlich sein, wodurch es beim Fall,dass
das elektrische Feld senkrecht zur Oberache der Struktur steht (durchgezogene
Linie) zu starken Depolarisationsfeldernkommt.Dadurch wird einstarkes Nah-
feldsignalanden Grenzen derStruktur erzeugt [Martinet al.,1996].Deutlichzu
erkennen ist, dass bei einer derart komplexen Wechselwirkung die Bildinterpre-
tation fur komplizierte Geometrien sehr schwierig werden kann. Hingegenliefert
dieAbbildungfurdenFall,dass diePolarisationdes Lichtsparallelzur Struktur
dieAperturgroe vorgegeben ist [Novotny and Hafner, 1994].
Mit der hier vorgestellten Technik konnen auch Feldverteilungen an komple-
xen Probengeometrien theoretisch simuliert werden. Aus diesem Grund wurde
auch die von uns untersuchte Probe in einer Zusammenarbeit mit O. Martin
analysiert(vgl. Abschnitt 7.2.2).
2.5 Neue Methoden der optischen Nahfeldmi-
kroskopie
In diesem Abschnitt wird die Moglichkeit diskutiert, dieVeranderung der spon-
tanen Emissionsrate, und damit der Lebensdauer, eines einzelnen Molekuls, die
durcheineVeranderungderModendichtedeselektromagnetischenFeldeshervor-
gerufen wird,furdieoptische Nahfeldmikroskopie zu verwenden.
Betrachtet man den einfachen Fall eines einzelnen Atoms oder Molekuls vor
einem Spiegel, so erkennt man, dass durch die Randbedingungen des elektri-
schen Feldes am Spiegel (die Tangential-Komponente des elektrischen Feldes
muss am Spiegel verschwinden) die Modendichte des Vakuumfeldes verandert
wird.Dies kann ausgenutzt werden, um diespontane Emissionsrateeines Absor-
bers zu verandern. Die theoretische Vorhersage von Purcell aus dem Jahre 1946
[Purcell,1946] konnte erst inden siebzigerJahrendurchExperimenteder Grup-
peum K.Drexhagebestatigt werden[Drexhage, 1974].Bei diesenExperimenten
wurden Ionen,durchVerwendung der Langmuir-Blodgett-Technikineinem wohl
deniertemAbstand zu einer Metalloberache positioniertund die Veranderung
der Lebensdauer als Funktion des Abstandes gemessen. Einen guten
Uberblick
ubertheoretische undexperimentelle ArbeitenaufdiesemGebietgibt W.Barnes
ineinem Review-Artikel[Barnes, 1998].
DieVerwendungeineseinzelnenMolekulsalsLichtquellefurdieoptischeNah-
feldmikroskopieermoglichtes, genaudiese Eekte furdienahfeldoptische Abbil-
dung zu verwenden. Bewegt man einMolekulentlang eines Substrat, das lateral
Veranderungen in seinen dielektrischen Eigenschaften besitzt, so konnen diese
sich in einer Veranderung der molekularen Lebensdauer und Resonanzfrequenz
wiederspiegeln. In einer theoretischen Zusammenarbeit hat Carsten Henkel von
der UniversitatPotsdam analytische Rechnungen zu dieser Fragestellung durch-
gefuhrt [Henkeland Sandoghdar,1998].
Als einfachste denkbare Situation (nach einer glatten Oberache) wurde
zunachst eine Modulation der Proben-Oberache untersucht. Um eine analyti-
sche Losung fur das Problem zu nden, wurde in der Rechnung die Annahme
gemacht, dass die Korrugationen der Oberache klein sind gegen den Abstand
desMolekulszur Oberache.DieVeranderungderLinienbreiteistgegeben durch
j (r)=
1 +Æ
0
(z)+Æ 1
(R;z); (2.18)
wobei
1
dieLebensdauerdes MolekulsimVakuumist.DerzweiteTerm kommt
vonderReektionander glattenOberache undderletzteTermistdieVerande-
rungaufGrundeinerStrukturaufderOberache,dieinersterOrdnungStorungs-
theorie berechnet wurde. Dieser Beitragenthalt Informationenuber die laterale
Struktur der Oberache R =(x;y). Die Gleichung fur die Veranderung der Re-
sonanzfrequenz lautet vollig analog. Zur Berechnung wird das Feld des moleku-
laren Dipolsinseine Fourierkomponenten zerlegtund jedeeinzelne Komponente
an der Struktur reektiert. Zur Beschreibung der Struktur wird auch diese in
ihre Fourierkomponenten zerlegt, so dass das Problem analytisch losbar wird.
Die einfachste denkbare Struktur in diesem Modell ist daher ein eindimensio-
nales sinusformiges Gitter. Durch Fourierzerlegung in ebensolche Gitter konnen
auch andere Strukturen berechnet werden. Neben der Topographie konnen mit
dieser Methode auch laterale Veranderungen im dielektrischen Kontrast einer
Probeuntersuchtwerden.Abbildung2.4zeigtdas ErgebnisderRechnungfurdie
VeranderungderLebensdauerundderResonanzfrequenzbeimScan
ubereinfache
Defektstrukturen.
Die dargestellte Struktur besteht aus dreieckigen bzw. quadratischen Balken
mit Brechungsindex n = 2:5, die in ein Substrat mit n = 1:5 eingelagert sind.
Die Strukturen sind 4nmtief und besitzeneine Ausdehnung von20nm. DerAb-
stand der Strukturen voneinander betragt ebenfalls 20nm. Die Linienverschie-
bung und Lebensdaueranderung des einzelnen Molekuls ist inAbhangigkeitvon
der Lebensdauer im Vakuum
0
fur die Abstande 100 und 20nm aufgetragen.
Die Veranderungen liegen beim Abstand von 100nm vom Molekul zur Probe
lediglich im Prozentbereich. Bringt man den Dipol jedoch auf einem Abstand
von 20nm an die Struktur heran, so betragt die Lebensdaueranderung schon
20%. Einnoch deutlichererEektistfurdieLinienverschiebung zuerwarten, der
ermittelte Wert betragt das Zehnfache der naturlichen Linienbreite. Betrachtet
man nun dieAuosung,die miteinem Mikroskop, das dieLebensdauer bzw. Li-
nienverschiebung eines einzelnen Molekuls misst, erreicht werden kann, so sieht
man, dass die beiden einzelnen Balken der dielektrischen Doppelstruktur bei ei-
nem Abstand von 20nm noch deutlich voneinander zu trennen sind. Hingegen
sind die Strukturen im Abstand von 100nm nicht mehr als Doppelstruktur zu
erkennen. Die Auosung dieser neuen Art von Mikroskopie verschlechtert sich
mit dem Abstand, in dem sich das Molekul von der Probe bendet, da weniger
Fourier-Komponenten aus dem Nahfeld des DipolsdieStruktur erreichen.
Die Verwendung der Lebensdauer eines Emitters als Abbildungsmechanis-
mus fur die optische Nahfeldmikroskopie war schon zuvor vorgeschlagen wor-
den [Barchiesi etal., 1995]. Auerdem wurden auch numerische Methoden zur
Berechnung der Lebensdaueranderung in komplexen Geometrien vorgestellt
[Rahmaniet al.,1997]. C. Henkel konnte in seinen Rechnungen jedoch zei-
gen, dass der Eekt der molekularen Linienverschiebung deutlich starker sein
sollte und sich daher besser als neue optische Mikroskopiemethode anbietet
Abbildung2.4: Die Abbildung zeigt dieLinienverschiebung (rot) und Lebensdau-
eranderung(blau)eineseinzelnenMolekulsdas
ubereinestrukturierte Oberache
bewegtwird, nacheinerRechnung vonC.Henkel[Henkel and Sandoghdar, 1998].
DieStruktur ist im unteren Teil des Bildesgezeigt und besteht auseinem Dielek-
trikum mit Brechungsindex n=1:5, in die zwei dreieckige und zwei quadratische
Defekte mit Brechungsindex n = 2:5 eingelagert sind. Das Molekul wird im Ab-
standvon 20nm (mittlerer Teil) und 100nm (oberer Teil)
uber die Probe bewegt.
Die Polarisation des Molekuls ist senkrecht zur Probenoberache.
doch auf Nahfeldsonden beschrankt bleiben, in denen das photoaktive Medium
sehrvielkleinerist,alsderAbstandderSondevonderProbe.AusdiesemGrund
istfureinehochauosendeMikroskopieaufnahmeeineinzelnesMolekulalsQuelle
dievielleichtinteressanteste Methode.
Theoretische und experimentelle
Grundlagen f
ur die
Spektroskopie und Detektion
einzelner Molek
ule
Indiesem Kapitelwerden dietheoretischen Grundlagen und dieexperimentellen
Techniken furdieDetektion derFluoreszenzeines einzelnenMolekulsvorgestellt.
Ublicherweise sprichtmanbeider Detektionder Fluoreszenz eineseinzelnenMo-
lekuls in Kurzform nur von der Detektion eines einzelnen Molekuls (engl. Sin-
gle Molecule Detection (SMD)). Dies kann jedoch zur Verwirrung fuhren, wenn
wie in dieser Arbeit die SMD mit den Methoden der Rastersondenmikrosko-
pie kombiniert wird, dain der Literatur in diesemZusammenhang oftmals auch
von der Detektion und Manipulation von einzelnen Molekulen gesprochen wird
[Gimzewskiand Joachim, 1999]. In dieser Arbeitwurde jedoch keine Rasterson-
denmikroskopie mit atomarer (bzw. molekularer) Auosung durchgefuhrt, wes-
wegen der Term SMD furdie Fluoreszenzmessung reserviertwird.
Seit der ersten Detektion eines einzelnen Molekuls in einem Festkorper
1989 [Moerner and Kador, 1989a] sind gut zehn Jahre vergangen in de-
nen eine Vielzahl von Molekul/Matrix Systemen in den unterschied-
lichsten Geometrien fur eine Fulle von verschiedenen Experimenten
eingesetzt wurden. Es gibt eine ganze Reihe von
Ubersichtsartikeln
[Moerner and Basche, 1993, Kador,1995, Basche, 1996, Orritet al.,1996,
Plakhotnik etal.,1997, Moerner and Orrit, 1999], sowie ein erstes Buch
[Basche et al.,1997]
uber dies inzwischen schon recht weitlauge Gebiet. Das
vorliegende Kapitel sollnur einen kurzen Einblick gewahren, fur weiterfuhrende
Informationenseiauf dieLiteratur verwiesen.
3.1 Theorie der Einzelmolekulspektroskopie
Die in dieser Arbeit durchgefuhrten Experimente wurden ausschlielich an ein-
zelnen in eine Festkorpermatrix eingelagerten Farbstomolekulen bei kryogenen
Temperaturen durchgefuhrt. In diesemAbschnitt wirddeshalb das Hauptaugen-
merkaufder Tieftemperaturspektroskopie liegen,wenngleichvieleTeileauchfur
die in Abschnitt 3.2 diskutierten Raumtemperaturexperimente Gultigkeitbesit-
zen.
3.1.1 Photochemische Theorie
Abbildung3.1: Jablonski-Diagrammdes Termschemaseines einzelnen Molekuls.
Die
Ubergangsrate vom angeregten Zustand S
1
in den Grundzustand S
0
ist mit
k
21
bezeichnet. Die Rate des spinverbotenen
Ubergangs in den Triplettzustand T
1
ist k
23
und die von T
1
zuruck in den Grundzustand k
31 .
Das Termschema der bei der Einzelmolekulspektroskopie verwendeten aro-
matischen Kohlenwasserstoe lasst sich am einfachsten durch ein eektives
Drei-Niveausystem beschreiben; ein derartiges Schema ist in einem Jablonski-
DiagramminAbbildung3.1zu sehen.DurchAbsorptioneinesPhotonsder Ener-
gie h geht das Molekul vom elektronischen Grundzustand in den ersten ange-
regten Zustand
uber. Durch Aussenden eines Fluoreszenzphotons relaxiert das
Molekul wieder in den Grundzustand. Der Grund- und der angeregte Zustand
sind aufGrundder ElektronenkongurationSingulettzustande.Der
Ubergangin
einenTriplettzustandistnurdurcheinenSpinumklappprozessmoglich,weswegen
3.1. THEORIE DER EINZELMOLEKULSPEKTROSKOPIE 29
Die Relaxation vom Triplettzustand zuruck in den Grundzustand erfolgt eben-
falls in Zusammenhang mit einer Spindrehung, weswegen die Lebensdauer des
Triplettzustandes relativlang ist(ublicherweise einige ms).
1
Neben den direkten
Ubergangen vom elektronisch angeregten Zustand S
1 in
denGrundzustand S
0
(oderumgekehrt),dieauchNullphononenubergange(engl.
zero phonon lines, ZPL) genannt werden, nden auch
Ubergange unter Erzeu-
gungoderVernichtungeinesPhononsstatt.DieeinzelnenPhononenzustande lie-
gen sodicht beieinander, dass sie imoptischen Spektrumnichtaufgelostwerden
konnen. Sie erscheinen als eine breite Bande, die Phononenseitenbande (PSB).
Bei der fur die Einzelmolekulexperimente gewahlten tiefen Temperatur sind die
einzelnenPhononenzustande nichtmehrbesetzt,sodass diePhononenseitenban-
de imAnregungsspektrum nurauf der kurzwelligen, hochenergetischen Seite, im
Emissionsspektrum dagegen auf der langwelligen Seite der ZPL liegt. Die rela-
tiven Intensitaten der ZPL und der PSB sind durch den temperaturabhangigen
Debye-Waller Faktor
D
gegeben:
D
(T):=
I
ZPL
I
ZPL +I
PSB
: (3.1)
Durch Dephasierungsprozesse nimmtdie Intensitat der ZPLexponentiellmit
steigenderTemperaturab[Rebane, 1970].Hingegenwerdendieohnehinsehrbrei-
tenLinien inder PSBdurchdieDephasierung kaum geandert, sodassdieInten-
sitat der PSB konstant bleibt.
3.1.2 Form und Breite der homogenen Linie
Betrachtetmanzunachst einisoliertesMolekul,soistdieLebensdauer eineselek-
tronisch angeregten Zustandes T vac
1
durch Relaxationsprozesse wie Fluoreszenz,
interne Konversion und Vibrationsrelaxation bestimmt. Die naturliche Linien-
breite
0
istmitder Lebensdauer
uberdieHeisenbergsche Unscharferelationver-
knupft:
0
=1=T vac
1
: (3.2)
Dabei ist
0
die volle Breite beim halben Maximalwert (engl. full width at
halfmaximum, FWHM) und hat die Einheit 2=s.
Beim Einbau des isolierten Molekuls in ein Gitter verkurzt sich die Lebens-
daueraufGrundvonzusatzlichen(strahlungslosen)Zerfallskanalen(T vac
1
!T
1 ).
2
DieBreiteder spektralen Linieentspricht abernur beisehr tiefen Temperaturen
1
Der Triplettzustand wurde hierderEinfachheit halbernurdurch einNiveau beschrieben.
InWirklichkeitspaltetdasNiveaujedochindreiSpinniveausmitunterschiedlicherEnergieauf.
AnhanddieserSubniveauswurdensehrinteressanteExperimentegemacht,wobeiz.B.derSpin
eineseinzelnenMolekulsdetektiertwerdenkonnte[Kohler,1999a].
2
Zusatzlich zurVeranderung der Lebensdauer
andert sich auch die spektralePosition des
der wirklichen Lebensdauer T
1
, bei hoheren Temperaturen wird die Linienbrei-
te zusatzlich durch die thermischen Bewegungen des Gitters verbreitert. Durch
diese Bewegungen werden sowohl der Grundzustand des Molekuls E
0
als auch
der angeregte Zustand E
1
um einen kleinen Betrag verandert (E
0
und E
1 ).
Die Gitterbewegungensind stochastisch,sodass nacheinergewissen Zeit T
2 , der
Phasenrelaxationszeit, die Wahrscheinlichkeit, dass sich die Phase des Molekuls
durch Gitterschwingungen nicht verandert hat, auf1=e abgefallen ist.
Fur ein optisches Zwei-Niveausystem ergibt sich daher fur die homogene Li-
nienbreite:
h
= 1
T
2
= 1
T
1 +
2
T
2
: (3.3)
DerGrundfurdieAsymmetriezwischen T
1 undT
2
inGleichung3.3liegt dar-
in,dassbeieinemZwei-Niveausystem nurderangeregte ZustandmitT
1
zerfallen
kann, wahrend Streuprozesse, diedurch die charakteristischen Zeit T
2
beschrie-
ben werden, sowohl auf den angeregten als auch auf den Grundzustand wirken.
Gleichung 3.3 giltnur furden Grenzfall
auerst geringerAnregungsintensitaten,
beihoherenIntensitaten muss dieSattigungsverbreiterungbeachtet werden(vgl.
Abschnitt 3.1.5).
Die Form der homogenenLinie istgegeben durch [Kubo,1965]:
I(
0 )/
Z
dte i(
0 )t
h(t)
(0)i; (3.4)
wobeidas
Ubergangsdipolmomentund
0
dieVerstimmungdesAnregungs-
lasers gegenuber der Resonanzfrequenz des Molekuls ist. Unter Annahme einer
exponentiellabklingendenKorrelationsfunktiondesDipolmoments(stochastische
FluktuationenderGittermolekule)wird dieseNullphononenliniezur Lorentzkur-
ve:
I(
0 )=
1
2
h
(
0 )
2
+(
h
=2) 2
; (3.5)
wobei
h
=
h
2 .
Wie schon zuvor beschrieben, ist die Breite der homogenen Linie von der
Temperatur abhangig, was an der zunehmenden Anregung von Gitterschwin-
gungen (Phononen) und von pseudolokalen Moden, die durch die Einlage-
rung der Molekule entstehen, liegt. Durch quasielastische Streuung der Phono-
nen an den elektronischen Zustanden des Systems entstehen Energieuktuatio-
nen des angeregten Zustandes. Zum quantitativen Verstandnis der Temperatu-
rabhangigkeitmussdieElektron-PhononKopplunggenauuntersuchtwerden.Fur
den Grenzfall tiefer Temperaturen (h!
0
;h!
1
kT) und schwacher Elektron-
Phonon Kopplung (hj!j=kT 1) werden die Temperaturabhangigkeit der
Linienbreite (T) und die Verschiebung der Resonanz Æ
T
beschrieben durch
3.1. THEORIE DER EINZELMOLEKULSPEKTROSKOPIE 31
(T)
0
=
! 2
=
1+! 2
2
e h !
0
k T
(3.6)
Æ
T
(T) =
(T)
0
2!
; (3.7)
wobei 1= = 1
2 (1=
0 +1=
1
) und ! = (!
1
!
0
). Die Kreisfrequenzen und
LebensdauerndesjeweiligenPhononsimGrund-undangeregtenZustandwerden
mit!
0;1 und
0;1
bezeichnet.
Die Temperaturabhangigkeit der Linienposition und Linienbreite wurde bei
den kristallinen Systemen Pentacen in p-Terphenyl [Ambrose et al.,1991] und
Terrylen inp-Terphenyl [Kummer et al.,1995] untersucht. Es ergabsich furden
jeweilsuntersuchten Temperaturbereicheine Abhangigkeitvonnureiner pseudo-
lokalenMode, 3
unterhalb vonca. 2Kwurdedagegen keinerleiVeranderung mehr
gefunden. Bei der fur die in dieser Arbeit vorgestellten Experimente gewahlten
Temperaturvon1.4Kist somit zu erwarten, dass dieLinienbreite nurdurch die
naturliche Lebensdauer limitiert ist.
3.1.3 Inhomogene Linienbreite
Fur den Fall eines idealen Kristalls ohne Verunreinigungen und Verspannungen
hatten alle in den Kristall eingelagertenMolekule diegleiche Resonanzfrequenz.
Bei realen Kristallen hingegen ist die Resonanzfrequenz jedes einzelnen in den
KristalleingelagertenMolekulsvondergenauenBeschaenheitderlokalenUmge-
bungabhangig;dieBreite,
uberdiedieeinzelnen Molekulespektral verteiltsind,
bezeichnetmanalsinhomogeneVerbreiterung.MansprichtindiesemZusammen-
hangauchdavon, dass dieResonanzfrequenz alsSensor furdielokaleUmgebung
(\Nanoumgebung\)benutzt werdenkann [Moerner and Orrit, 1999].Grundefur
die unterschiedlichen Resonanzfrequenzen sind Verspannungen im Kristall, auf
Grund von Fehlstellen, Versetzungen, Fremdatomen, Kristallkanten und nicht
zuletztdurch den Einbau des Farbstomolekuls inden Kristall selber. Wahrend
diehomogeneVerbreiterungderLinieeineseinzelnenMolekulsdurcheinendyna-
mischen Prozessverursacht wirdund deswegen starktemperaturabhangig ist,ist
dieinhomogeneVerbreiterungimKristall einstatischer Zustand und ist deshalb
auch temperaturunabhangig. Die Groe der inhomogenen Verbreiterung hangt
naturlich von dem gewahlten Molekul/Wirt System ab, viel entscheidender ist
jedochdieArtundWeiseder Kristallzucht.EinschnellentstandenerKristall,der
eventuell auchnoch\schockgekuhlt\ wird,weist wesentlichmehr Verspannungen
auf, als ein langsam gewachsener. Die Verspannungen an den Grenzachen des
Kristallssind zudem groer alsinder Kristallmitte.
3
Die Untersuchungwurdezwischen1.4 und10Kdurchgefuhrt.Oberhalbvon10Kwardie
Linie des einzelnen Molekuls schon so breit, dass das Signal in der Hintergrunduoreszenz
In der Einzelmolekulspektroskopie wird die inhomogene Verbreiterung zur
SelektioneineseinzelnenMolekulsausgenutzt,indembeitiefenTemperaturendie
schmale homogene Linieeines einzelnen Molekulsaus dem breiteninhomogenen
Spektrum ausgewahlt wird.
3.1.4 Kriterien f
ur den Einzelmolek
ulnachweis
Der wichtigste Parameter bei der Einzelmolekulspektroskopie ist die Wahl des
richtigen Systems von Molekul und Wirtsmatrix. Das einzelne Molekul sollte
uber eine moglichst hohe FluoreszenzquanteneÆzienz
F
verfugen, die aus den
unterschiedlichen
Ubergangsratenberechnet werden kann:
F
=
k
F
k
F +k
IC +k
ISC
: (3.8)
Dabei istk
F die
Ubergangsrate furdie Fluoreszenz, k
IC
die Rate furden strah-
lungslosen
Ubergang(Internal Conversion, IC) und k
ISC
die Rate fur den
Uber-
gang in den Triplettzustand (Intersystem Crossing, ISC). Wie in Kapitel 3.1.1
beschrieben, ist der Triplettzustand ein relativ langlebiger Zustand; je geringer
die
Ubergangswahrscheinlichkeitk
ISC
ineinenTriplettzustandundjekurzerdes-
sen Lebensdauer, desto hoher die Gesamtuoreszenzrate. Auerdem sollte die
QuanteneÆzienz fur ein spektrales Lochbrennen (spektrales Lochbrennen: licht-
induzierter
UbergangdesMolekulsineinenanderenZustand)sehrgeringsein,um
eineausreichendeZeitzurUntersuchung desMolekulszuerreichen.DasSignalzu
RauschVerhaltnis(engl.SignaltoNoiseRatio,SNR)beider Detektioneinesein-
zelnenMolekulsistgepragtdurchdiePoisson-Statistik[Loudon,1973],wobeidas
Rauschen als Wurzel des detektierten Signals gegeben ist [Basche et al.,1997],
das sich aus der Einzelmolekul- und Hintergrunduoreszenz, sowie der Dun-
kelzahlrate des Detektors zusammensetzt:
Signal
Noise
=
(D
F
p P
0
)=(Ah)
((D
F
p P
0
)=(Ah)
| {z }
N1
+C
b P
0
| {z }
N
2 +N
d
|{z}
N
3 )
1
2
: (3.9)
Dabei istP
0
dieeingestrahlte Laserleistung, A die Flache des Laserfokus, D die
DetektionseÆzienz des gesamten optischenSystems (vergleiche Abschnitt 4.2.2),
die Integrationszeit, C
b
die Hintergrunduoreszenzrate pro Laserleistung und
N
d
die Dunkelzahlrate des Detektors sind. Der Zahler enthalt die detektierte
Einzelmolekuluoreszenz,wahrenddieTermeimNennerdasRauschenaufGrund
der Einzelmolekuluoreszenz (N
1
) und der Hintergrunduoreszenz (N
2
), sowie
das Schrotrauschen des Photonendetektors (N
3 ) sind.
Nach Gleichung 3.9 konnte man das SNR einfach erhohen, indem man die
3.1. THEORIE DER EINZELMOLEKULSPEKTROSKOPIE 33
ist der Absorptionsquerschnitt des Molekuls jedoch abhangig von der Intensitat
des eingestrahlten Lichtes [Moerner and Basche, 1993]:
P
!
P (I)=
0
1+I=I
S
; (3.10)
wobei
0
der maximale Absorptionsquerschnitt fur niedrige Anregungsinten-
sitaten, I die Laserintensitat und I
S
die charakteristische Sattigungsintensitat
ist. Fur ein gegebenes Molekul/Wirt System ist das maximal erreichbare SNR
somit begrenzt. Die Wahl des richtigen Systems ist daher fur den Erfolg eines
Experiments von groer Bedeutung.
3.1.5 Sattigung eines einzelnen Molekuls
Um das Sattigungsverhalten eines Dreiniveausystems zu beschreiben, wird ubli-
cherweise derDichtematrixformalismusfurdiekoharenteBeschreibungeinesMo-
lekulensemblesgewahlt [de Vries and Wiersma,1980], wodurch mitHilfeder op-
tischen Bloch-Gleichungen [Loudon, 1973] die photophysikalische Dynamik be-
schrieben werden kann.
Nach dem Ergoden-Theorem der statistischen Mechanik ist es erlaubt,einen
Ensemblemittelwert durch das zeitliche Mittel eines Einzelsystems zu ersetzen
[Loudon,1973]:
hI(t)I(t+)i= lim
T!1 1
T T
Z
0
I(t)I(t+)d; (3.11)
aus welchem Grund die fur ein Ensemble entwickelten Gleichungen fur
ein optisches Dreiniveausystem [de Vries and Wiersma, 1980] auch fur den
zeitlichen Verlauf eines Einzelmolekulexperiments verwendet werden konnen
[Ambrose etal.,1991].
Beieinem Zwei-Niveausystem istdiemaximaleRateder Fluoreszenzemission
R
1
nur durch die Lebensdauer des angeregten Zustandes limitiert. Die Inten-
sitat, bei der die Halfte der maximal moglichen Photonen emittiert wird, be-
zeichnet man im allgemeinen als Sattigungsintensitat I
S . Der
Ubergang in den
Triplettzustand verringert im Falle des Drei-Niveausystems die maximale Fluo-
reszenzzahlrate.NachdemDichtematrixformalismusergibtsichfurdieSattigung
eines einzelnen Molekuls(eektives Drei-Niveausystem) [Ambrose et al.,1991]:
I
S
=
0 ch
2
(k
21 +k
23 )
j
12 j
2
(2+ k23
k
31 )T
2
; (3.12)
wobei
12 das
Ubergangsdipolmoment fur den molekularen
Ubergang ist. Die
einzelnen
Ubergangsraten k
ij
wurden in Abb. 3.1 deniert. Die Intensitats-
[Ambrose et al.,1991]:
(I)=
0 q
1+I=I
S
: (3.13)
Fur eine Flureszenzquantenausbeute
F
ergeben sich damit die maxima-
le Fluoreszenzrate R
1
, sowie die intensitatsabhangige Fluoreszenz R (I) zu
[Ambrose et al.,1991]:
R
1
= k
21 +k
23
F
2+k
23
=k
31
(3.14)
R (I)=R
1 I=I
S
1+I=I
S
: (3.15)
Zusammenfassend muss gesagt werden, dass die maximal erreichbaren Fluo-
reszenzzahlraten eines einzelnen Molekuls durch die
Ubergangsraten in den Tri-
plettzustand mageblich bestimmt werden. Hierdurch ist auch der groe Unter-
schied in den erreichten Zahlraten fur Pentacen [Orrit and Bernard, 1990] und
Terrylen [Kummer et al.,1994] in der Matrix p-Terphenyl zu erklaren. Durch
Einstrahlen einer hoheren Laserleistungkann dieFluoreszenzrate zwarin gewis-
sen Grenzen gemaGleichung 3.15 erhoht werden, allerdingsmuss dabeijedoch
eine Verbreiterungder LinienachGleichung 3.13 inKaufgenommen werden.
3.2 Methoden der Einzelmolekuldetektion
Im Vergleich zu anderen Einzel-Absorber-Experimenten verlangt die Einzelmo-
lekulspektroskopieimFestkorpervolligneueexperimentelleTechniken.Mankann
die Experimente vergleichen mit der Suche nach einer Nadel im Heuhaufen
[Moerner and Kador, 1989a], da das Signal von einem einzelnen Molekul ge-
genuber dem von einer sehr groen Anzahl von Umgebungsmolekulen (mehr
als 10 12
), die sich auch im Anregungsvolumen benden, getrennt werden muss.
Der Nachweis mit laserinduzierter Fluoreszenz ist nicht moglich, da das Signal
vom Einzelmolekul im viel starkeren Signal der Raman- und Rayleighstreu-
ung der Wirtsmolekule verschwinden wurde. Aus diesem Grund werden in die-
sem Abschnitt verschiedene Verfahren diskutiert,diedie Einzelmolekuldetektion
ermoglichten.
3.2.1 Doppeltes Modulationsverfahren
1989 gelang es Moerner und Kador erstmals, einzelne in einen Festkorper
eingelagerte Molekule nachzuweisen [Moernerand Kador,1989b]. Bereits zwei
Jahre vorher konnte von der gleichen Gruppe eine statistische Feinstruktur
im inhomogenen Spektrum von Pentacen in p-Terphenyl beobachtet werden
[Moerner and Carter, 1987].DieseFeinstruktur hatihreUrsacheinderendlichen
3.2. METHODEN DER EINZELMOLEKULDETEKTION 35
verbesserten sie ihr experimentelles Verfahren der Frequenzmodulations(FM)-
Spektroskopie, um nochempndlicher werdenzu konnen.Inder FMSpektrosko-
piewird derLaser miteinerhohenFrequenz moduliert.Die Frequenzmodulation
wirddurchschmalespektraleCharakteristikainderProbeineineAmplitudenmo-
dulationumgewandelt.DiesewirdmiteinemschnellenDetektorineinemLock-In
Verfahren detektiert. Auf Grund der geringen Elektron-Phonon Kopplung besit-
zendiePentacen MolekuledeutlichlangereLebensdauernalsdiesieumgebenden
Molekule und konnen deswegen spezisch mit dieser Technik detektiert werden.
Das schlielich zur Einzelmolekuldetektion verwendete Verfahren benutzt eine
doppelte Frequenzmodulationstechnik. Dabei wird durch die Verwendung oszil-
lierender Felder (Stark Eekt) eine zweite Modulation des spektralen Signals
selbst eingefuhrt, wodurch das SNR so weit verbessert wird, dass es moglichist
einzelne Molekulenachzuweisen.
3.2.2 Fluoreszenzanregungsspektroskopie
DasProblemdererstenEinzelmolekuldetektionwardas relativgeringeSignalzu
Rausch Verhaltnis, das dadurch begrenzt war, dass man ein kleines Signal von
einemstarken Hintergrund trennen musste.
1990 gelang M. Orrit und J. Bernard durch die Entwicklung einer neuen
Methode ein entscheidender Schritt auf dem Weg zu komplizierteren Einzel-
molekulexperimenten [Orrit and Bernard,1990]. Bei der neuen Methode wird
die Fluoreszenz der einzelnen Molekuledirekt detektiert, indem das Anregungs-
licht vom Fluoreszenzlicht durch mehrere Filter getrennt wird. Zum Einzelmo-
lekulnachweis wird nun die Frequenz des Anregungslasers langsam uber die in-
homogeneBande des Systems verstimmt unddabeidieFluoreszenzintensitatge-
messen.StimmtdieFrequenzdes Lasersmitderdes 0-0
Ubergangsdes einzelnen
Molekuls uberein,so steigtdiegemessene Fluoreszenzintensitatdeutlichan. Das
VerfahrenwirdFluoreszenzanregungsspektroskopiegenannt,wobeibeachtetwer-
den sollte, dass die spektroskopische Seite dieser Technik nur bei der Anregung
liegt.DasFluoreszenzlichtwirdnichtinseinespektralenKomponentenaufgeteilt,
stattdessen wird die gesamte Fluoreszenzintensitat gesammelt. Mit der Technik
lassen sich hervorragend die homogenen Linienbreiten der einzelnen Molekule
abbildenund dadurch Untersuchungen zur Temperaturabhangigkeitder Linien-
breite, sowie zur spektralen Diusion durchfuhren. Das von Orrit und Bernard
untersuchte System von Pentacen in p-Terphenyl zeichnet sich durch eine sehr
schmalehomogene Linievon ca. 8MHz aus [Moerner and Ambrose,1991], aller-
dings sind die hochsten mit diesem System erreichbaren Zahlraten durch eine
relativ hohe
Ubergangswahrscheinlichkeit in den Triplettzustand auf ca. 1000
