表面電漿共振及表面增強拉曼散射雙重檢測感測器之開發與應用

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國立臺灣大學工學院機械工程學研究所碩士論文

Department of Mechanical Engineering College of Engineering

National Taiwan University Master Thesis

表面電漿共振及表面增強拉曼散射雙重檢測感測器之開發與應用 Development and Application of Dual SPR-SERS Plasmonic Sensors

洪嘉佑 Chia-Yu Hung

指導教授：楊申語、魏培坤博士

Advisor：Sen-Yeu Yang, Pei-Kuen Wei, Ph.D.

中華民國 104 年 7 月

July, 2015

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I

致謝

研究所的這兩年過得很快，有幸能夠分別於臺灣大學塑膠加工實驗室與中研院應科中心學習並接觸到不同領域的知識。這段時間，於學校及中研院受到許多人的幫忙與照顧，尤其是中研院的期間結交了許多不同領域的朋友，擴展了自己的視野，讓自己不僅僅侷限於機械領域，也能夠透過許多貴人的指導與幫忙，有其他領域的學習機會。

能夠順利完成我的碩士生涯，首先我要感謝的是楊申語老師，在研究所兩年的期間給予我許多指導與幫助，其中老師常常提醒的時間管理以及工作日記習慣

，不但在研究上給予我很大的幫助，相信也會於未來成為我工作上的重要資產。

另外，我也要感謝於中研院期間指導我研究的魏培坤老師，當在研究上遇到瓶頸時，魏老師總是能找出我研究上的問題並給予我新的方向，並提供了一個良好的研究環境，讓我可以全心專注在實驗上，不需煩惱其他的問題。此外也要感謝在繁忙中撥冗參與我口詴並給予許多建議及指導的長庚大學劉士榮老師。

在塑膠加工實驗室的期間，我要特別感謝博班學長榮宏與乃文的指導，從研究生最基本的文獻搜尋、閱讀、整理，實驗的方法與態度到上臺報告的技巧等等，

讓我從中學習到許多，並能以最快的速度入門至研究生的世界。另外我要感謝上一屆的學長林益、威硯、上評、暐淳及萃華，在實驗與知識的學習上都給予我很大的幫助，也幫助實驗室營造熱鬧開心的氣氛，讓每天去實驗室都是一件很開心的事情。同屆的同學們，感謝鐸中在碩一助教期間時的合作無間，在畢業前的口詴與論文籌備也幫了我很大的忙，佳峻與詵緯在大學時就已經是很好的朋友，在研究所期間一起聊天、吐槽、耍廢也紓解了許多研究上的壓力。下一屆的學弟妹養旻、建銘、冠孙、鄭慈，雖然與你們相處的時間較短，但是希望你們都能找到好的研究方向，並在接下來的一年能有好的研究成果。

在中研院應科中心的期間，我要特別感謝光立學長在研究上的指導，在這一

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II

年給予我源源不絕的建議與靈感並幫我解決了無數的問題，讓我能夠最小化我煩惱及陷入瓶頸的時間，在光學知識上也耐心的教導我，讓我能夠在這領域快速的入門。學長在研究上的方法及態度也給我建立了一個很好的楷模，讓我隨時提醒自己需要更努力，希望學長在未來創業之路上能夠一帆風順！

另外，我也要特別感謝介紹並協助我來中研院做研究的維毅學長，給予我到頂尖研究單位做研究的機會，並不藏私的將許多研究的方法及態度傳授給我，甚至於 6 月時特地於國外打越洋電話提醒我要努力並將研究投稿，千言萬語難以表達我的感激，也祝你在國外攻讀博士能夠一切順利！

另外我要感謝小明、小白、異欣、腿哥、小峰哥、恩宏、家瑋學長與書宜學姊，在研究與許多事情上跟你們請教了許多，也感謝你們一年來各方面的照顧。

上一屆的學長，感謝志瑋在我剛來中研院時給予我許多建議與實驗上的傳授，孟霖則是實驗室的開心果也是跨領域的人材，在實驗上給予我很大的幫助，聽你講話是在實驗室最大的樂趣之一。同屆的志遠，一起熬夜做實驗的好夥伴，在趕畢業前每週一起去南氱展覽氱吃小火鍋鍋神是最大的紓壓管道。村瑞，聽你講八卦也是在實驗室最大的娛樂之一，也非常感謝你實驗上的協助，以及不斷督促我加快論文的進度。思賢，感謝妳在我剛進實驗室時 Training 上的協助，在實驗遇到瓶頸時也感謝妳的建議與幫助，另外看妳跟孟霖鬥嘴也是在實驗室的樂趣之一

。下一屆的 Book、玄燁、家郡，祝福你們在實驗上也能一切順利，幫助實驗室的 SPR 技術能更上一層樓。

另外我要感謝中研院化學所亞銓學長提供我金屬有機骨架的材料，並給予我相關知識上極大的協助，也要感謝中研院應科中心冠文學長在球磨實驗上的幫助

，幫我解決了研究上極大的瓶頸，祝你們未來在研究上都能順利並有所突破。

最後我要感謝我的家人與女友盈君，在研究所期間給予我很大的支持，在我有壓力時也給予我很大的包容以及鼓勵。衷心感謝每位幫助、鼓勵我的人，謹將此論文獻給你們，也希望你們能分享到這份喜悅。

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III

摘要

表面電漿共振(SPR)是一種即時且非標定的檢測技術，因為其對金屬表面折射率之變化十分敏感，因此於許多領域如疾病診斷、環境監控與食品安全皆有極大的發展潛力。然而，此種檢測技術並不適合用於分子鑑定上。而表面增強拉曼散射(SERS)則是一種對分子鑑定有高度專一性的檢測技術。當結合 SPR 與 SERS 時，則可以同時作定性與定量檢測。藉由單一製程即可應用於兩種檢測技術，不但可降低成本，也能增加檢測之方便性並創造更大的應用潛力。

本研究利用奈米壓印(Nanoimprinting)技術與電子束微影技術製作之矽母模，

將奈米結構轉印於高分子 COP 膜上，可達到快速且低成本的需求。接著分別利用改變結構設計與斜向蒸鍍之方法，製作了兩種可同時作 SPR 與 SERS 檢測之生物晶片，其分別為奈米金屬狹縫孔洞複合結構與斜向蒸鍍奈米金屬狹縫結構。

奈米金屬狹縫孔洞複合結構藉由於狹縫結構加入孔洞結構之方式，增加表面拉曼熱點的數量，以提升 SERS 檢測之效果，並同時保留 SPR 檢測之特性。本研究除了確認孔洞結構會造成拉曼強度之提升，也意外發現孔洞結構於某些排列與週期下，可以提高表面靈敏度，使 SPR 檢測之效果同時達到提升。

斜向蒸鍍奈米金屬狹縫結構藉由斜向蒸鍍技術(Oblique Angle Deposition)，

於狹縫結構上鍍上粗糙之金膜以提供大量的拉曼熱點，使 SERS 檢測效果大幅提升，以與狹縫水帄之鍍膜角度與 240nm 之鍍膜厚度，可以得到最佳之 SERS 檢測效果，並可同時利用穿透光譜之共振波谷作 SPR 檢測。因斜向蒸鍍奈米金屬狹縫結構具有極佳之 SERS 檢測效果，本研究進一步應用此結構於農藥陶斯松與有機揮發氣體丙酮、乙醇之定性檢測上，證實此結構確實具有量測並分辨不同生物分子之能力。

關鍵字：表面電漿共振、表面增強拉曼散射、奈米壓印技術、斜向蒸鍍技術

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IV

ABSTRACT

Surface Plasmon Resonance (SPR) sensing is a real-time and label- free detection technique which is sensitive to the changes of refraction index on the metal surface.

However, SPR is not suitable for molecular identification. On the other hand, Surface-Enhanced Raman Scattering (SERS) is a highly specific technique to identify molecules. By combining both SPR and SERS, quantification and qualification analysis can be accomplished on single biosensor.

In this study, Nanoimprinting technique was used to transfer nanostructures on COP plastic substrate. By changing the design of structures and using the oblique angle deposition technique, we made two kinds of dual SPR-SERS plasmonic sensors.

Gold nanoslit structures are used for SPR sensing in our previous study. By adding nanohole with specific arrangement and quantities to the nanoslit structures, SERS effect can be enhanced due to the increase of Raman hot spots, and SPR effect can be remained and be enhanced.

Nanoslit structures with rough metal surfaces were made by oblique angle deposition. Rough metal surfaces can produce many raman hot spots and make SERS effect strongly enhanced. The highest enhancement is achieved by the situation that deposition direction is horizontal to the slit direction and optimized deposition thickness is 240nm. Meanwhile, SPR detection can also be done by observing the shift of resonant dip. Further, Raman detection of chlorpyrifos, acetone gas and ethanol gas is demonstrated.

Key words：Surface Plasmon Resonance, Surface Enhanced Raman Scattering, Nanoimpring technique, Oblique angle deposition technique

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V

圖目錄

圖 1-1 熱壓成型設備示意圖 ... 5

圖 1-2 熱壓成型期間之溫度、壓力對時間關係圖 ... 5

圖 1-3 帄板熱壓製程壓力不均造成結構不均刉 ... 6

圖 1-4 SPR 波峰於不同環境折射率下之變化 ... 6

圖 2-1 奈米壓印製程示意圖 ... 28

圖 2-2 奈米滾輪壓印製程示意圖 ... 28

圖 2-3 UV 固化壓印製程示意圖 ... 28

圖 2-4 PDMS 作模具之奈米壓印製程示意圖 ... 29

圖 2-5 氣體輔助熱壓製程示意圖 ... 29

圖 2-6 氣體輔助熱壓製程示意圖 ... 30

圖 2-7 非輻射性表面電漿子電磁波示意圖 ... 30

圖 2-8 輻射性表面電漿子電磁波示意圖 ... 31

圖 2-9 金屬表面電漿子之色散關係曲線圖 ... 31

圖 2-10 金屬表面電漿、稜鏡耦合與光柵耦合之色散關係曲線 ... 32

圖 2-11 稜鏡耦合方式激發金屬表面電漿示意圖 ... 32

圖 2-12 光柵耦合方式激發金屬表面電漿示意圖 ... 33

圖 2-13 入射光通過孔徑 2a 之傅立葉轉換曲線 ... 33

圖 2-14 單狹縫金屬內狹縫電漿子電場分布示意圖 ... 34

圖 2-15 雙層奈米金屬光柵表面電漿子共振模態分布 ... 34

圖 2-16 雙層奈米金屬光柵表面電漿子共振訊號在光譜上顯示示意圖 ... 35

圖 2-17 三稜鏡耦合之表面電漿子共振生物感測器示意圖 ... 35

圖 2-18 Ebbesen 等人發現光通過週期性孔洞結構具異常穿透現象... 36

圖 2-19 使用簡易光學架設與金奈米孔洞結構作生物感測 ... 36

圖 2-20 雷利散射與拉曼散射之示意圖 ... 37

圖 2-21 拉曼散射與雷利散射在頻譜的關係圖 ... 37

圖 2-22 光入射分子產生誘導偶極 ... 38

圖 2-23 水分子於不同方向之極化 ... 38

圖 3-1 場發射式電子顯微鏡 ... 49

圖 3-2 反應式離子蝕刻機 ... 49

圖 3-3 奈米結構母模製程示意圖 ... 50

圖 3-4 氣體輔助奈米熱壓機 ... 50

圖 3-5 氣體輔助奈米熱壓製程示意圖 ... 51

圖 3-6 氣壓帄板奈米熱壓機 ... 51

圖 3-7 氣壓帄板奈米熱壓示意圖 ... 51

圖 3-8 熱蒸鍍系統 ... 52

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圖 3-9 斜向熱蒸鍍製程示意圖 ... 52

圖 3-10 直流式濺鍍系統 ... 53

圖 3-11 原子層沉積系統 ... 53

圖 3-12 穿透光譜量測系統 ... 54

圖 3-13 穿透光譜量測系統示意圖 ... 54

圖 3-14 拉曼光譜量測系統 ... 55

圖 3-15 拉曼光譜量測系統示意圖 ... 55

圖 3-16 原子力顯微鏡 ... 56

圖 4-1 不同週期(a)金與(b)銀狹縫結構修飾氧化鋁之光譜變化 ... 66

圖 4-2 不同週期金與銀狹縫結構修飾氧化鋁前後之 SPR 波峰位移量 ... 67

圖 4-3 雙層金膜結構製作流程 ... 67

圖 4-4 COP 上奈米線狀結構表面形貌圖 ... 68

圖 4-5 SPR 波峰隨鍍膜厚度增加而變窄之光譜圖 ... 68

圖 4-6 A~G 分別為狹縫結構及不同設計之狹縫孔洞複合結構母模 SEM 圖 ... 69

圖 4-7 A~G 分別為狹縫結構及不同設計之狹縫孔洞複合結構 SEM 圖 ... 70

圖 4-8 壓印品質示意圖 ... 71

圖 4-9 吡啶(左)與嘧啶(右)結構式 ... 71

圖 4-10 對-硫基苯甲酸(PMBA)結構式 ... 71

圖 4-11 PMBA 於(a)固態 (b)銀表面 (c)金表面之拉曼散射光譜... 72

圖 4-12 對-硫基苯甲酸(PMBA)修飾流程 ... 72

圖 4-13 不同結構設計之拉曼光譜比較 ... 73

圖 4-14 不同結構設計之拉曼強度比較 ... 74

圖 4-15 結構 A、D、G 之穿透光譜... 74

圖 4-16 結構 A、B、C、E、F 之穿透光譜 ... 75

圖 4-17 結構 A 表面修飾不同厚度氧化鋁之光譜變化 ... 75

圖 4-18 結構 D 表面修飾不同厚度氧化鋁之光譜變化 ... 76

圖 4-19 結構 E 結構表面修飾不同厚度氧化鋁之光譜變化 ... 76

圖 4-20 結構 A、D、G 之表面靈敏度比較... 77

圖 4-21 結構 A、D、G 修飾 1mM PMBA 之拉曼強度... 77

圖 4-22 結構 A、D、G 修飾 1mM PMBA 之 SPR 波峰變化 ... 77

圖 5-1 遮蔽效應(Shadowing Effect)示意圖 ... 89

圖 5-2 85 度之鍍膜角度於玻璃基板上製作出銀之柱狀結構 ... 89

圖 5-3 不同蒸鍍方向(垂直或水帄於狹縫)之示意圖... 90

圖 5-4 與狹縫垂直(V)方向蒸鍍之不同鍍膜厚度狹縫結構... 90

圖 5-5 與狹縫水帄(H)方向蒸鍍之不同鍍膜厚度狹縫結構... 91

圖 5-6 不同蒸鍍方向與鍍膜厚度之拉曼光譜比較 ... 91

圖 5-7 不同蒸鍍方向與鍍膜厚度之拉曼強度比較 ... 92

圖 5-8 不同鍍膜厚度正向與 75 度斜向蒸鍍金之 AFM 圖... 92

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X

圖 5-9 不同鍍膜厚度正向與斜向蒸鍍金之均方根粗糙度 ... 93

圖 5-10 不同鍍膜厚度正向與斜向蒸鍍狹縫結構之拉曼強度 ... 93

圖 5-11 修飾於拉曼基板之不同濃度對-硫基苯甲酸拉曼光譜 ... 94

圖 5-12 修飾於拉曼基板之不同濃度對-硫基苯甲酸拉曼強度 ... 94

圖 5-13 對-硫基苯酸濃度與拉曼強度之檢量線 ... 95

圖 5-14 不同鍍膜厚度正向與斜向蒸鍍狹縫結構之穿透光譜 ... 95

圖 5-15 斜向蒸鍍狹縫結構表面修飾不同厚度氧化鋁之光譜變化 ... 96

圖 5-16 斜向蒸鍍狹縫結構 SPR 波谷隨氧化鋁厚度之位移 ... 96

圖 5-17 農藥巴拉刈拉曼量測系統架設 ... 97

圖 5-18 利用 Nanofinger 結構作農藥陶斯松、府絕拉曼檢測 ... 97

圖 5-19 不同濃度農藥陶斯松之拉曼光譜 ... 98

圖 5-20 銀奈米球修飾 MOFs 作有機揮發氣體之拉曼檢測之前後光譜圖 ... 98

圖 5-21 1998-2008 年 MOFs 相關研究之數量... 99

圖 5-22 金屬有機骨架(MOFs)結構合成圖 ... 99

圖 5-23 金屬有機骨架 MIL-101(Cr)之結構示意圖 ... 100

圖 5-24 奈米球磨機 ... 100

圖 5-25 奈米球磨機研磨腔體示意圖 ... 101

圖 5-26 MOFs 溶液球磨前後之(a)外觀差異及(b)長時間靜置之沉澱狀況 ... 101

圖 5-27 球磨前後 MOFs 之 SEM 圖 ... 102

圖 5-28 有機揮發氣體拉曼量測架設 ... 102

圖 5-29 丙酮氣體修飾前後之拉曼光譜變化 ... 103

圖 5-30 乙醇氣體修飾前後之拉曼光譜變化 ... 103

圖 5-31 丙酮、乙醇溶液之拉曼光譜 ... 103

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第一章導論

1.1 前言

隨著科技不斷地進步，目前電子、光學、生醫工程等領域的應用，都不斷朝向奈米的維度進行發展，而有關奈米結構之相關應用也不斷地衍伸、成熟並陸續出現於市場上。近年來，隨著人口的快速成長，以及先進國家陸續進入高齡化的社會，醫療的需求快速的攀升，因應這龐大的醫療需求，便宜且即時的醫療檢測技術，成為目前生物檢測發展的重要方向之一。於開發中國家及偏遠地區，因醫療、衛生資源的缺乏，環境衛生檢測以及病毒、細菌等傳染病的檢測也有龐大的需求。另外近年本國不斷爆出食品安全的問題，其中不乏有通過食品安全認證的食品大廠，代表只透過政府把關已經不再安全。因此能快速、低成本、穩定甚至家用的檢測技術，已經成為目前業界以及學術界發展的重要目標。

1.2 奈米結構製作技術

製作奈米結構的技術眾多，目前最常見且已普遍使用的奈米結構製作技術，

以黃光微影(Photolithography)以及電子束微影(E-beam Lithography)為主。利用黃光及電子束定義結構圖案，再利用 X 光、電子束、聚焦離子束(Focus Ion Beam)、

反應離子蝕刻(Reactive Ion Etching)等高能量方法進行轟擊以得到所需之奈米結構，以此技術製作之奈米結構，可依照設定之參數，對結構週期、大小等進行完美的控制，因此可得到高精度之奈米結構。然而微影製程對於製作的環境、設備以及技術方面有很高的要求，需要昂貴的成本以及繁複、長時間的加工，且不容易製作出大面積之奈米結構，因此能同時達到簡單、快速、低成本、大面積奈米結構的製作技術，成為業界及學界共同研究的重要課題。

熱壓成型是一種能大量複製微、奈米結構元件之技術，且具有操作簡單、相

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對低成本以及可製作大面積結構等優點。其原理為將高分子材料加熱超過其玻璃轉化溫度(Glass Transition Temperature, Tg)，超過此溫度時，高分子材料會呈現軟化且高黏度的流體狀態，經過施壓會流入結構模具之中，待完整充填模穴後進行冷卻並脫模，即可得到具有結構之高分子塑膠基板。大部分熱壓成型皆是透過帄板熱壓成型機來進行加熱及加壓，其機構大致如圖 1-1 所示，包含了電熱管加熱之上下熱板、水道冷卻系統，以及油壓加壓系統。圖 1-2 為熱壓成型期間的溫度、

壓力對時間關係圖。

熱壓成型雖然可以簡單、低成本地製作微、奈米結構，仍具有一些缺點。首先因為一般的熱壓成型皆透過上下加熱板來進行加壓，加熱板及模具的帄整度如果不夠帄整，皆會造成壓力不均的現象，導致製作出來的成品會有結構不均刉的結果，甚至導致模具之斷裂。另外帄板壓印具有中間處壓力較大，邊緣處壓力較小的性質，使得結構中央部分的複製效果優於周邊如圖 1-3 所示。因此解決熱壓成型的精度問題是此製程實際應用於業界需要解決的重要問題。

1.3 奈米金屬結構之光學性質

隨著製作奈米結構的門檻不斷降低，越來越多學者投入奈米尺度的光學研究，

並於近年發現了許多嶄新且有實際應用價值的光學性質，其中表面電漿共振現象 (Surface Plasmon Resonance, SPR)以及表面增強拉曼散射現象(Surface Enhanced Raman Scattering, SERS)因具有檢測上的潛力，受到了許多學者的注意，並成為熱門的研究題目。

當光通過週期性的奈米金屬結構時，會激發出表面電漿子，而當入射光與結構週期達成匹配，表面電漿子會形成共振並造成結構之異常穿透現象，使特定波長的光穿透效果被放大，於穿透光譜上形成一突起之波峰，此即為 SPR 波峰，

而 SPR 波峰對於金屬表面的環境折射率變化極為敏感，因此可以應用於探測其表面上之微量物質，圖 1-4 為週期 500 nm 之金狹縫結構之 SPR 波峰，藉由不同

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濃度甘油水改變環境折射率，使得其 SPR 波峰產生之移動。

以雷射光照射不同的物質，會因其不同的分子鍵結及分子振動模式，而激發出不同的拉曼散射光譜，可藉此辨別不同的物質及分子。近幾年，拉曼光譜的量測因為奈米科技的進步而有突破性的發展，學者發現奈米金屬結構表面能大幅度的提升原本非常薄弱的拉曼散射訊號，此增強效果即為表面增強拉曼散射之現象

，藉由此增強現象也使得拉曼散射得以實際應用於檢測之中。

1.4 奈米金屬結構應用於生物檢測

目前的光學生物檢測大致分為螢光標定檢測及免螢光標定檢測技術，其中螢光標定檢測發展較為成熟，且具有極高的靈敏度且精準度高，因此為目前主流的光學生物檢測方法。然而因螢光標定檢測需要準備染料，以及特殊的反應流程及長時間的反應，導致標定流程繁複、困難且耗時，且螢光標定無法提供即時動態的檢測，染色過程也會造成生物分子結構的改變以及環境污染，也上問題使得螢光標定有許多使用上的限制，也促使許多學者朝向免螢光標定檢測作為發展，也因此發明了許多免螢光標定的檢測法。

免螢光標定與螢光標定相比，除了能達到快速、簡易且即時的檢測效果之外，

還可以避免標定過程中對分子的改變、破壞，同時可以觀察動態反應過程造成之變化。1.3 節提到的表面電漿共振及表面增強拉曼散射即為非螢光標定的一種，

可利用奈米金屬結構產生之特殊光學現象進行檢測。其中表面電漿共振對表面的變化非常靈敏，因此適合作定量之檢測；表面增強拉曼散射則可依照接收到之不同拉曼光譜，來作定性之檢測。

1.5 研究方向與目的

在現今奈米科技的相關應用中，大部分奈米結構的製作仍是藉由黃光微影製程，然而其製程時間長、步驟複雜、設備昂貴，使得其應用受到限制，為了解決

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此問題，研發低成本且較高生產率之奈米結構製程成為重要的課題。本研究利用電子束微影與反應離子蝕刻技術，製作奈米結構於矽基板上，並利用此矽基板作為模具，透過奈米壓印技術將結構轉印至 COP 塑膠基板上，此製程簡單、快速，

加上矽模具可重複使用，可有效降低成本。

快速、低成本的檢測技術於許多領域皆有迫切的需求，本研究利用特殊設計之奈米結構，結合兩種不同鍍膜方式，開發了兩種可同時作表面電漿共振及表面增強拉曼散射檢測之生物晶片，分別為雙層奈米金屬狹縫孔洞複合結構與雙層奈米金屬狹縫孔洞複合結構，藉由奈米金屬結構之特殊光學特性，可以對修飾於晶片上之生物樣品做光學檢測：由變化之 SPR 波峰可得知修飾樣品量之多寡，由拉曼光譜之特徵波峰位置可知修飾樣品之特性，結合兩者則可同時作定量與定性之檢測。藉由單一製程即可應用於兩種檢測方法，不僅降低生物晶片之成本，也使其於應用與商業價值上有更大的潛力。

1.6 論文架構

本論文共分為七章：第一章為導論，主要介紹與本研究相關之主題及方向；

第二章為文獻回顧，介紹研究中所涵蓋之技術，其中包含奈米壓印技術、表面電漿共振、表面增強拉曼散射之原理、發展與相關文獻；第三章為生物晶片製程與實驗設置，介紹實驗製程之相關原理、流程與設置，以及使用之相關鍍膜與量測系統；第四章為雙層奈米金屬狹縫孔洞複合結構之開發，並應用與對-硫基苯甲酸之檢測；第五章為斜向蒸鍍奈米金屬狹縫結構之開發，同樣藉由對-硫基苯甲酸驗證基板特性，並實際應用於農藥陶斯松與丙酮、乙醇有機氣體之拉曼光譜量測；第六章為研究成果之總結與未來方向。

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圖 1-1 熱壓成型設備示意圖

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圖 1-2 熱壓成型期間之溫度、壓力對時間關係圖

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圖 1-3 帄板熱壓製程壓力不均造成結構不均刉

[2]

圖 1-4 SPR 波峰於不同環境折射率下之變化

[3]

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第二章文獻回顧

2.1 奈米壓印技術

奈米壓印技術(Nanoimprint Lithography)最早由美國普林斯頓大學 Chou 等人

[4]於 1996 年所提出，如圖 2-1。其利用矽及二氧化矽作為母模(Mold)之材料，並

藉由電子束微影系統及反應離子蝕刻的方式於表面製作最小尺寸為 25 奈米之點與線結構，接著以熱壓方式將母模圖案轉至高分子塑膠材料 PMMA 上。其壓印流程如下：首先將 PMMA 與脫模劑混合並塗抹在基材上，藉此方便後續脫模之動作，接著對母模同時加熱並施壓，待 PMMA 加熱至玻璃轉移溫度以上並呈現熱塑性時，奈米圖案會由母模轉印至 PMMA 上，再進行冷卻使塑料凝固並脫模，

最後利用反應離子蝕刻將底部 PMMA 的殘留層移除乾淨，即完成整個製程。該研究也進一步發現，母模的使用重複性可以超過三十次，期間壓印結果都沒有明顯的差異，而因整個壓印過程只要準備具有結構之母模，即可進行大量複製，與傳統黃光、電子束微影製程相比，具量產的優勢，同時設備成本也遠低於微影製程。

然而，奈米熱壓的方式需要較長的加熱及冷卻的時間，因此為了加快製程的生產速度，有許多學者提出了新的技術。於 1998 年，Chou 等人

[5]接續提出了滾

輪式奈米壓印技術(Roller Nanoimprint Lithography)，如圖 2-2，利用具有奈米結構之鎳模包覆於滾輪上，或是藉由滾輪對帄面模具加壓來進行壓印。首先，先將滾輪加熱超過 PMMA 之玻璃轉移溫度，接著以滾輪對 PMMA 同時作加熱及加壓，除了可以加快製程之生產速度，也可以製作大面積之奈米結構，相較帄板壓印更適合應用於業界之量產。Haisma 等人[6]也於 1996 年提出 UV 固化奈米壓印技術(UV Curing Nanoimprint Lithography)，如圖 2-3，其利用照射 UV 光後會固化之高分子材料，先將 UV 固化高分子塗佈於基板上，並於模具上修飾上一層脫

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模層，接著利用模具對 UV 固化高分子壓印並照射 UV 光，待高分子材料產生化學鍵結硬化後脫模，再以乾蝕刻方式去除表面的高分子殘留層。因整個製程都可以在室溫下進行，不需要加熱與降溫的時間，也不會受到熱膨脹及受冷收縮之影響，在製程速度及結構品質上都有所提升。

熱壓技術近年仍不斷地發展，為了改善傳統熱壓利用油壓式壓板導致壓力不均的問題，有研究提出利用軟模或氣體的方法，藉此提供較均刉的熱壓壓力。2004 年 Narasimhan 等人[7]利用 PDMS 翻鑄具有微結構之矽基板，並利用此 PDMS 作為模具來進行熱壓，如圖 2-4，利用 PDMS 翻鑄的方法可以降低製作模具的成本，

且因 PDMS 具有可撓性，使得壓印之壓力較為均刉，可得到較佳之結構。本實驗室也曾於 2003 年提出氣體輔助熱壓成型之技術[8]，如圖 2-5，利用氣體等向、

等壓的物理性質，以取代油壓式壓板作為施壓之壓力來源。藉由氣體直接加壓，

可以得到大面積的均刉加壓，利用四英吋矽晶圓作為模具，也不會產生碎裂之現象，證實此方法確實有極佳的壓力均刉性。

2.2 表面電漿子共振

科學家發現電磁輻射與物質表面之交互作用會處生許多特殊之現象，其中金屬表面電漿子(Surface Plasmon)是一種於金屬表面及介電物質間傳播之表面電磁波，是由光波與金屬介面交互作用所產生之現象。此現象最早於1902年由Wood 所發現[9]，其利用偏振光照射刻有光柵(Grating)之金屬表面，觀察到反射光譜具有明暗相間之繞射條紋，隨後於1941年，Fano提出了對此異常特性之解釋[10]，

認為與沿著金屬表面傳播之電磁波共振有密切之關聯，而此即為後來定義之金屬表面電漿子。

2.2.1 表面電漿共振原理

表面電漿子之振盪來自於金屬電荷之集體式電偶極振盪，在金屬與介電物質

(21)

9

間，當受到外加電場激發時，自由電子會依照電場方向形成不均刉之電荷密度分布，形成瞬間誘導式電偶極，並以特定頻率進行集體式電偶極振盪，如圖2-6。

當表面自由電子集體振盪產生電場，電場會隨著介面距離增加，強度呈指數衰減，

若是在金屬內傳遞則傳遞衰減較介質物質內更快。

若將表面波分成 TM（電場方向垂直金屬表面，即垂直圖 2-6 中 xy 表面）以及 TE（電場方向垂直圖 2-6 中 xz 表面）兩種偏振方向，考慮表面波以此兩種模態在介面上傳遞，當光的 TM Wave 由外界介質斜向入射至金屬表面時，金屬與外界介質的介面將產生兩側電場垂直分量不連續的情形，因此金屬表面將累積自由電子形成表面極化電荷，當極化電荷受到與介面帄行的外加電場分量驅動時，

表面極化電荷密度的分布將沿著介面產生疏密波振盪，即為 SPR(Surface Plasmon Resonance)。另外，當光的 TE Wave 由外界介質斜向入射至金屬表面時，由於不會產生介面之間有兩側電場垂直分量不連續的情形，故自由電子不輕易累積形成表面極化電荷，所以無 SPR 的形成。

只考慮 TM Wave 由外界介質斜向入射至金屬表面時，並以圖 2-6 為電磁波傳遞模型，對於表面電漿子在介面上的傳遞，可藉由Maxwell’s Equation 與滿足的邊界條件討論表面電漿子之電磁場：

當 𝑍 > 0（外界介質）

𝐻⃑⃑ ⁽¹⁾= (0, 𝐻_1𝑦, 0)𝑒^𝑖𝑘^1𝑧^𝑧𝑒^𝑖(𝑘^𝑥^{𝑥−𝜔𝑡)}

𝐸⃑ ⁽¹⁾ = (𝐸_{1𝑥 ,}0,𝐸_1𝑧)𝑒^𝑖𝑘^1𝑧^𝑧𝑒^𝑖(𝑘^𝑥^{𝑥−𝜔𝑡)}

當𝑍 < 0（金屬）

𝐻⃑⃑ ⁽²⁾= (0, 𝐻_2𝑦, 0)𝑒^𝑖𝑘^2𝑧^𝑧𝑒^𝑖(𝑘^𝑥^{𝑥−𝜔𝑡)}

(2.1)

(2.2)

(2.3)

(22)

10

𝐸⃑ ⁽²⁾ = (𝐸_{2𝑥 ,}0, 𝐸_2𝑧)𝑒^𝑖𝑘^2𝑧^𝑧𝑒^𝑖(𝑘^𝑥^{𝑥−𝜔𝑡)}

假設邊界條件為電場與磁場在介面上連續

𝐸_1𝑥 = 𝐸_2𝑥

𝐻_1𝑦= 𝐻_2𝑦

𝑘_1𝑥 = 𝑘_2𝑥

𝜀₁𝐸_1𝑧 = 𝜀₂𝐸_2𝑧

𝜀_(𝜔) = 1 − 𝜔_𝑝²⁄(𝜔² + 𝑖𝜔𝛾_𝐷)

𝜀₁為外界介質的介電係數，𝜀₂為金屬的介電係數，考慮表面波對稱，因此 𝐸_1𝑧 = −𝐸_2𝑧，由式 2.8，可得𝜀₁ = −𝜀₂，由此可知因為金屬的介電係數必為負值，

故可用來激發表面電漿子波。

式 2.9 為介電係數之計算公式，其中𝛾_𝐷 ≡ 𝜏⁻¹為 Drude 模型中，描述自由電子的碰撞頻率（或阻尼係數），而金屬的𝛾_𝐷要夠小，才足夠產生表面電漿子共振

（𝛾_𝐷愈小則傳播損失愈小），因此假設𝛾_𝐷可忽略，可得：

𝜀₂ = 1 − 𝜔_𝑝²⁄𝜔²

然而𝜔_𝑝≡ (𝑁𝑒²⁄𝑚𝜀₀)^{1 2}^⁄ ，𝑁為自由電子體積密度，𝑒為自由電子載子，𝑚為電荷質量，𝜀₀為真空的介電係數，且此頻率為金屬的電漿子共振頻率。再藉由

(2.4)

(2.5)

(2.7) (2.6)

(2.8)

(2.9)

(2.10)

(23)

11

Maxwell’s Equation 中，∇ × 𝐻_𝑖 = 𝜀_𝑖^𝜕𝐸_𝜕𝑡^𝑖；由𝑖 = 1,2可得：

𝑘_1𝑧𝐻_1𝑦 = 𝜀₁𝜔𝐸_1𝑥

𝑘_1𝑥𝐻_1𝑦 = −𝜀₁𝜔𝐸_1𝑧 𝑘_2𝑧𝐻_2𝑦 = −𝜀₂𝜔𝐸_2𝑥

𝑘_2𝑥𝐻_2𝑦 = −𝜀₂𝜔𝐸_2𝑧

𝑘_1𝑧 𝜀₁ +^𝑘_𝜀^2𝑧

2 = 0

利用式 2.15 與色散關係式𝑘² = ^𝜔_𝑐₂²𝜀𝜇，其表面電漿子電磁場的波向量可表示為：

𝑘_𝑥 =^𝜔_𝑐 *^𝜀_(𝜀¹^𝜀²^(𝜀¹^𝜇²^−𝜀²^𝜇¹⁾

1+𝜀₂)(𝜀₁−𝜀₂) +^{1 2}^⁄

𝑘_𝑎𝑥 = (^𝜔_𝑐₂²𝜀_𝑎− 𝑘_𝑥²)^{1 2}^⁄ ; 𝑎 = 1,2

考慮一般介電質以及金屬之磁導率均約等於1（𝜇1 = 𝜇2 ≈ 1），式 2.16 之𝑘_𝑥可簡化為：

𝑘_𝑥 =^𝜔_𝑐 (_𝜀^𝜀¹^𝜀²

1+𝜀₂)^{1 2}^⁄

(2.11)

(2.12) (2.13)

(2.14)

(2.18) (2.17) (2.16) (2.15)

(24)

12

將金屬的介電係數𝜀₂ = 1 − 𝜔_𝑝²⁄𝜔²代入式 2.18，可得在各物質中，表面電漿子電磁場之波向量的分量𝑘_𝑥、𝑘_1𝑧、𝑘_2𝑧：

𝑘_𝑥 =^𝜔_𝑐 [_𝜀^𝜀¹^(1−𝜔^𝑝²^⁄^𝜔²⁾

1+(1−𝜔_𝑝²⁄𝜔²)]^{1 2}^⁄

𝑘_1𝑧 = ^𝜔_𝑐 [_𝜀 ^𝜀¹²

1+(1+𝜔_𝑝²⁄𝜔²)]^{1 2}^⁄

𝑘_2𝑧 =^𝜔_𝑐 [ ^(1−𝜔^𝑝²^⁄^𝜔²⁾

2 𝜀₁+(1−𝜔_𝑝²⁄𝜔²)]

1 2⁄

當𝑘_𝑥為實數，可將表面電漿子的電磁場分為兩種模態：（1）非輻射性表面電漿子模態，其入射光頻率小於𝜔_𝑝⁄√1 + 𝜀₁。（2）輻射性表面電漿子模態，其入射光頻率大於𝜔。

當入射光的頻率小於𝜔_𝑝/√1 + 𝜀₁時，表面電漿子電磁場的波向量𝑘_𝑥為實數，

此時表面電漿子振盪所產生的電磁場可沿金屬與外界介質間之介面的帄行方向傳播，同時因𝑘_1𝑧及𝑘_2𝑧為虛數，所以電磁場之振幅在垂直介面的方向上，隨著與介面間的距離增加呈指數遞減，這種表面電漿子共振波被侷限於金屬表面，且沿著金屬與外界介質之介面傳播，是一種消逝電磁波，可視為非輻射性表面電漿模態，如圖 2-7 所示。

當入射光的頻率大於𝜔_𝑝時，由式 2.20 及式 2.21 可得表面電漿子電磁場的波向量𝑘_1𝑧與𝑘_2𝑧皆為實數，在此可得證電磁場可透過輻射方式傳播至遠離金屬與外界介質之介面的區域中，此種類型的表面電漿子共振波為輻射性表面電漿模態，

如圖 2-8 所示。然而輻射性表面電漿子電磁波只存在於𝑘_𝑥極小（即共振頻率≈ 𝜔_𝑝）時，才可定義其在金屬表面的存在時間（Lifetime），當𝑘_𝑥提升之後，此種模態的存在時間極短，甚至可忽略。

(2.20) (2.19)

(2.21)

(25)

13

表面電漿子的色散關係曲線如圖 2-9 所示。若考慮非輻射性表面電漿子以及從介質（𝜀₁）入射之電磁波的色散曲線，非輻射性表面電漿子電磁波曲線位於從介質（𝜀₁）入射之電磁波曲線的右側，說明了非輻射性表面電漿子以及從介質（𝜀₁）入射之電磁波在相同頻率下，表面電漿子電磁波其波向量的水帄分量大於入射電磁波波向量的水帄分量，因此若要激發非輻射性表面電漿子共振，則必頇提升入射電磁波波向量的水帄分量，以達成激發表面電漿子共振的條件。

2.2.2 表面電漿之激發

金屬表面電漿子可以藉由電子或光波來激發，以光波激發的部分，常用的耦合機制有兩類：稜鏡耦合與光柵耦合。在一般的介質中，入射光的波向量水帄分量小於金屬表面電漿之波向水帄分量，為了增加入射光的波向量水帄分量，可以使用稜鏡耦合的方式來達到激發表面電漿子的目的，如圖 2-10 線條(1)所示。

圖 2-11 是利用稜鏡耦合的方式來激發金屬表面電漿之示意圖，當電磁波通過介電係數 ε₃ 較高之稜鏡時，在稜鏡與介電物質介面處產生全反射，其波向量 水帄分量大小 k_x = ^ω_c (√ε₃sin θ) 將會變得比由介電物質 ε₁ 入射的波向量水帄

分量 k_x = ^ω_c (√ε1sin θ) 大，同時有一部分的消散場會穿隧到介電物質中，由於此一消散場電磁波所具有的波向量水帄分量 k_x 大小與全反射電磁波的波向量水帄分量k_x 相同，當稜鏡與金屬表面之距離夠小，此入射光波向量水帄分量 k_x = ^ω

c (√ε₃sin θ) 可以滿足表面電漿共振條件 k_x=^ω

c √_ε^ε¹^ε²

1+ε₂ ≡ k_sp 並在金屬與介質介面上激發表面電漿子。

除了稜鏡耦合外，光柵耦合也可以增加入射光的波向量水帄分量以達成激發表面電漿子的目的，如圖 2-10 中的線條(2)所示。

圖 2-12 是利用光柵耦合方式激發金屬表面電漿示意圖。在外加電磁場作用下，光柵的週期性結構會造成特定波長的極化電子振盪，這些極化電子振盪會

(26)

14

產生額外的電磁場來增加入射光的波向量水帄分量 k_x ，這種效應與電子在固態晶格中運動的系統相似，入射光將獲得或減少額外的水帄波向量，此額外波向量大小為光柵倒晶格向量（Reciprocal Grating Vector） ^2π

Λ 的整數倍，其中 Λ 為光柵週期，當入射光的波向量水帄分量與所獲得或減少的水帄波向量 ∆k⃑⃑⃑⃑ 總_x 和（^𝜔_𝑐 √𝜀1sin 𝜃 ± 𝑚^2𝜋_𝛬 , 𝑚 = 1,2,3 …）等於表面電漿之波向量 k_sp =^ω_c √_ε^ε¹^ε²

1+ε₂ ，金屬表面電漿就可以被激發。

2.2.3 奈米金屬狹縫表面電漿激發與共振模態

入射電磁波(TM Wave)可藉由奈米金屬狹縫結構以提供入射光一水帄分量 𝑘_𝑥（帄行於金屬表面𝑘），以達成激發表面電漿子共振之目的。

原因來自於入射光到達金屬奈米狹縫結構時，其穿透區域驟減，可將入射光侷限至近似於一點光源，在奈米結構中，點光源有較大的𝑘_𝑥，如圖 2-13 所示，

光欲穿透的孔徑大小為 2a，當 a 值越小，經傅立葉轉換後所得到的𝑘_𝑥越大，當𝑘_𝑥達到激發條件時，即可激發出表面電漿子，使其在狹縫內共振與傳播，稱為狹縫電漿子共振模態（Cavity Mode），通過狹縫後在狹縫外之金屬與外界介質之介面傳遞，即為表面電漿子共振模態（SPR Mode）。

夾縫電漿子的理論模擬中，單一狹縫可視為兩帄行接近之金屬板，在 TM Wave 的激發下，兩金屬板與外界介質的介面間存在著被激發的表面電漿子電磁場，而當兩金屬板非常接近時，兩金屬板上的表面電漿子電磁場將互相耦合。其耦合情形圖 2-14 所示。

狹縫寬度在奈米尺度下，故在此只考慮狹縫內表面電漿子電磁場之基態表現，

以此為前提，以圖 2-14 為模型，金屬狹縫內與金屬內電場可表示為[11]：

𝐸_𝑥(𝑥,𝑧) = 𝑐𝑜𝑠ℎ (√𝑘₀²𝜀_𝑑 − 𝑘_𝑧²𝑥) 𝑒𝑥𝑝(𝑖𝑘_𝑧𝑧) ; 𝑖𝑓|𝑥| ≤ 𝑤 2⁄ (2.22)

(27)

15

𝐸_𝑥(𝑥,𝑧) = 1

𝜀_𝑚𝑐𝑜𝑠ℎ (𝑤

2 √𝑘₀²𝜀_𝑑 − 𝑘_𝑧²)𝑒𝑥𝑝 *−√𝑘_𝑧²− 𝜀_𝑚𝜀_𝑑𝑘₀²(|𝑥| − 𝑤 2⁄ )+𝑒𝑥𝑝(𝑖𝑘_𝑧𝑧)

; 𝑖𝑓|𝑥| > 𝑤 2⁄

𝑘₀為真空中之波向量，𝑘_𝑧為𝑧方向之波向量，𝜀_𝑚為金屬之介電係數，𝜀_𝑑為外界介質之介電係數，𝑤為狹縫寬度。

狹縫內電場與雙曲餘弦函數（Hyperbolic Cosine）有關，而金屬內電場以指數衰減，其基態傳播常數可表示為：

tanh (^𝑤_𝑥√𝑘_𝑧²− 𝑘₀²𝜀_𝑑) = −_𝜀^𝜀^𝑑

𝑚

√𝑘_𝑧²−𝑘₀²𝜀_𝑚

√𝑘_𝑧²−𝑘₀²𝜀_𝑑

狹縫內等效折射率可表示為：

𝑛_𝑒𝑓𝑓 = 𝑘_𝑧²⁄(𝑘_𝑧²𝜀_𝑑)

由式 2.24 及式 2.25 可知，金屬狹縫內的等效折射率與狹縫寬度有關，而此結構造成之共振波峰可利用 Fabry-Perot 理論模型求解穿透率𝑇(𝜆)：[12-14]

𝑇(𝜆) = |_1−𝑟^𝑡¹³^𝑡¹²^{𝑒𝑥𝑝(𝑗𝑘}⁰^𝑛^𝑒𝑓𝑓^ℎ)

13𝑟₁₂𝑒𝑥𝑝(2𝑗𝑘₀𝑛_𝑒𝑓𝑓ℎ)|²

ℎ為金屬厚度，𝑡₁₂及𝑡₁₃分別為入射帄面波及出射帄面波與週期性結構 Bloch 基態耦合係數，𝑟₁₂及𝑟₁₃分別為上下介面之反射係數。

(2.23)

(2.24)

(2.25)

(2.26)

(28)

16

滿足 Fabry-Perot 理論模型中𝑇(𝜆)的最大值的條件為：

2𝑘₀𝑅𝑒(𝑛_𝑒𝑓𝑓)ℎ + ∅(𝑟₁₂) + ∅(𝑟₂₃) = 2mπ

可預測共振波峰之波長𝜆_{𝐶𝑎𝑣𝑖𝑡𝑦}：

𝜆_{𝐶𝑎𝑣𝑖𝑡𝑦} = 4𝜋ℎ𝑅𝑒(𝑛_𝑒𝑓𝑓) [2𝑚𝜋 − ∅(𝑟⁄ ₁₂) − ∅(𝑟₂₃)]

由式 2.24、式 2.25 及式 2.28 可知，若狹縫愈窄，則狹縫內之等效折射率愈高，則波峰將紅移。

另外，當夾縫電漿子傳播至狹縫終點時，會在出口端產生繞射現象，特定波長的光將沿著帄行於金屬表面之方向傳遞，此特定波長與雷利異常（Rayleigh Anomaly）之預測相符[15]，其匹配條件為：

𝜆_𝑅𝐴 = _𝑚^𝑃 𝑛_𝑑

而 SPR 之共振波峰預測位置：

𝜆_𝑆𝑃𝑅= _𝑚^𝑃√𝜀_𝑚𝜀_𝑑⁄(𝜀_𝑚+ 𝜀_𝑑)

𝑃為結構之週期，𝑚為整數，𝜀_𝑚及𝜀_𝑑分別為金屬與外界介質之介電係數。

式 2.29 及式 2.30 只是約略估計共振波長之波峰，由前得知狹縫寬度對於波峰之影響，故欲準確預測頇加以修正。

由式 2.25、式 2.28、式 2.29 及式 2.30 可發現，表面環境變化（折射率變化）可能影響異常穿透之共振波長，利用此一現象，可利用表面電漿子共振波 (2.30) (2.29) (2.28) (2.27)

(29)

17

對於環境折射率的變化進行量測，故可將之應用於化學或生物檢測之中。

2.2.4 奈米金屬狹縫之 Fano 共振訊號模態

如圖 2-15 所示，當光源為一垂直奈米金屬週期性狹縫方向的垂直入射偏振光(TM Wave)，可利用奈米金屬光柵激發狹縫電漿子波以通過間隙，通過後在金屬與介電質表面以表面電漿子波形式傳遞，在光譜上可區分為三種共振現象存在，

如圖 2-16 所示，(1) SPR Mode：為金屬與介電質介面的表面電漿子共振；(2) Cavity mode：為金屬光柵間隙內的狹縫電漿子共振；(3) Rayleigh Anomaly：此模態光場較 SPR mode 強，是在狹縫出口端產生繞射分布，特定波長的光將沿著帄行於金屬表面方向傳遞，而 Fano Type Resonance 為 SPR Mode 與 Cavity Mode 耦合而成的訊號。

光學異常穿透現象正是因為 TM 偏振光藉由 Cavity Mode 的傳遞得以穿越不論多窄的間隙，而當 SPR Mode 與 Cavity Mode 兩訊號相疊合的位置，因相位差造成建設性干涉及破壞性干涉，耦合而成 Fano-Type Resonance 訊號，其特性為具有極小半高寬，對於環境折射率相當敏感，有相當高的強度靈敏度，是一極適合用來作為生物感測的訊號工具[16-18]。

2.2.5 表面電漿共振應用於生物檢測

1983 年 Nylander 和 Liedberg 兩人首先利用表面電漿子共振理論製作生物感測器[19]，隨後有許多團隊相繼投入電漿子共振生物感測器的研究領域。其中被市面上廣泛使用的表面電漿子共振生物感測器，是由 Kretchmann 所提出的三稜鏡耦合(Prism Coupling)方式[20]為基礎，並進行改良與重新設計，如圖 2-17，但因為此架設體積較大，需精確控制入射光角度，且較不易簡化成小體積、高通量 (High Throughput)、晶片化(Lab-On-Chip)的表面電漿子生物感測器[21, 22]，因此在應用上受到很大的限制。

(30)

18

1998 年 Ebbesen 等人利用聚焦離子束微影技術在厚度 200nm 的銀膜上，製作週期 900nm、孔徑 300nm 的週期性孔洞結構，並發現光通過時會有異常的穿透現象出現[23]，如圖 2-18，這現象是當行進的光通過奈米週期性金屬結構，入射光與結構週期達到匹配時，會激發表面電漿子共振所造成，此研究也於當年發表於 Nature 期刊。2004 年 Alexandre 等人發表第一個以奈米金屬週期結構激發表面電漿子共振並作生物感測的研究[24]，如圖 2-19，此研究同樣利用聚焦離子束微影技術於厚度 100nm 的金膜上，製作了不同週期與孔徑 200nm 的週期性孔洞結構，並觀察到隨著生物分子 MUA 及 BSA 的修飾，SPR 波峰會產生移動，

可藉此作生物感測之應用，雖然其靈敏度與三稜鏡耦合之架設相比仍較低，然而其具有架設簡單、低成本、檢測快速、高通量檢測且可晶片化等優點，於實際應用上有很大的潛力。

有別於奈米金屬孔洞，週期性奈米金屬狹縫是一個更易於製作的一維結構，

且奈米金屬狹縫沒有奈米金屬恐度所具有的截止波長(Cut-off Wavelength)問題，

因此無論狹縫寬度多窄，垂直狹縫之 TM mode 偏極化入射光皆可激發出狹縫內夾縫電漿波(Gap Plasmon Wave)並藉此通過狹縫。此外週期性金屬狹縫具有兩種不同的表面電漿子共振形式，分別為狹縫外金屬與空氣介面的表面電漿子共振 (SPR Mode)以及狹縫內的夾縫電漿子共振(Cavity Mode)，而當狹縫結構經過適當設計時，SPR Mode 會與 Cavity Mode 耦合成具有極窄半高寬(Full Width at Half Maximum, FWHM)之非對稱波峰 Fano-Type Resonance，其對環境折射率變化敏感，且具有極強的強度靈敏度。有鑑於奈米金屬狹縫結構之眾多優點，本研究採用此結構以激發表面電漿共振以作檢測。

(31)

19

2.3 拉曼光譜學

2.3.1 拉曼散射之歷史

1921 年，印度物理學家拉曼(C.V. Raman)於地中海上航行時，對海水深藍色的成因感到好奇，為了解答這個問題，拉曼準備了一些簡單的光學儀器，利用太陽作為光源，以透鏡將光聚焦照射至海水，觀測到微弱的散射頻率改變，後續拉曼又做了一系列的研究，並於 1928 年與同事 Krishnan 將研究成果整理投稿至 Nature 期刊[25]，此訊息也於當年傳遍世界，許多實驗室相繼重複、證實並發展此實驗，於 1928 當年光是有關此散射效應的論文就發表了 57 篇之多，而此新的散射效應即以拉曼的名字命名為拉曼散射(Raman Scattering)，此重要的發現也使拉曼於 1930 年獲得當年之諾貝爾物理獎。此研究對量子理論提供了一種確認，

並讓科學界多了一個方便檢測分子結構的化學分析方法。

初期拉曼檢測系統利用汞燈做為激發光源，然而因拉曼散射光與入射光相比

，其強度僅為入射光的百萬分之一，而汞燈並非具有高強度之光源，因此導致得到之拉曼訊號微弱，難以偵測及應用，使得早期研究的發展極為緩慢，直到 1960 年代高強度單頻雷射的發明，雷射成為拉曼散射激發光源的主流，才使得檢測難度降低，相關研究也慢慢開始受到重視，然而因拉曼散射強度仍太低、常有螢光訊號干擾且缺乏有效的偵測器，因此應用仍多為物理領域及分子結構方面，較難實際應用於生物醫學的分析及檢測上。1980 年代，隨著近紅外光波段雷射(Near – infrared Laser)、感光耦合元件(Charge Coupled Device, CCD)的發明、電腦運算技術的快速進步，以及表面增強拉曼散射效應(Surface Enhanced Raman Scattering Effect)的發現，得以避開螢光的干擾，拉曼散射強度也大幅提升，拉曼散射的應用才開始蓬勃發展。

(32)

20

2.3.2 拉曼散射之原理

散射是光電場與物質電子作用，使物質電子產生週期性的震盪，而放出輻射散射（Electromagnetic Radiation）之現象。散射光的強度與波長的四次方呈反比

[26]，因藍光波長較短易散射，天空的顏色即是因陽光中的藍光易散射，因此人

眼觀察到之天空為藍色。

散射分為彈性散射(Elastic Scatter)及非彈性散射(Inelastic Scatter)。當入射之光子以頻率𝜈₀碰撞物質分子時，其中大部分的入射光子會與分子產生彈性碰撞，

散射光及入射光的波長相同，此種散射光稱為雷利散射(Rayleigh Scatter)，而因頻率並未產生改變，過程中並未牽涉到能量的轉移。反之，極少部分的入射光子會與分子產生非彈性碰撞，散射光及入射光的頻率產生改變，表示過程中牽涉到能量的轉移，拉曼散射即為此種非彈性散射。拉曼散射依照光子頻率的增減又可以區分為兩類，頻率增加、波長往短波長移動之拉曼散射稱為反史托拉克拉曼散射(Anti-Stokes Raman Scattering)；頻率減少，波長往常波長移動之拉曼散射稱為史托克拉曼散射(Stokes Raman Scattering)，如圖 2-20。

從量子的角度探討的話，拉曼散射之所以和入射光波長有所差異，乃是因為電子所佔能階之改變。當入射光與分子產生交互作用時，分子得到入射光的能量 ℎ𝜈₀ 後，分子將會從最低能階的基態 𝜈＝0（Ground State）躍遷至虛態（Virtual State），此虛態並不是分子中的真實能階，而是分子與光作用後短暫躍遷至之較高且不穩定的能量狀態，在此虛態中停留的時間非常短。當其回到第一激態 𝜈＝

１上，此時便會散射出能量為 ℎ(𝜈₀− 𝛥𝜈) 的光子，此散射光子能量較原入射光低，即為史托克線（Stoke Line），而另一種則是當分子原本就處於較高的振動能階上時，在經過同樣的入射光激發，躍遷至虛態，最後再回到基態，這時散射光子能量為 ℎ(𝜈₀ + 𝛥𝜈) ，比原入射光高，這稱為反史托克線（Anti-Stoke line）。

(33)

21

由此可知史托克拉曼與反史托克拉曼散射光都與雷利散射相差一個分子的振動頻率，因此相對雷利散射而言，其光譜位置是對稱的，如圖 2-21。

根據波茲曼分布（Boltzmann Energy Distribution），在正常情況下，分子原本就處於激發能階的比例很少，所以反史托克拉曼散射強度遠比史托克拉曼散射小很多，因此於一般拉曼量測中，較常採用史托克拉曼散射，但反史托克散射因為可避免螢光物質所造成之干擾，即使反史托克拉曼散射強度較弱，也有許多研究團隊採用。史托克線與反史托克線的強度比如下式：

𝐼𝑎𝑛𝑡𝑖−𝑠𝑡𝑜𝑘𝑒𝑠

𝐼_{𝑠𝑡𝑜𝑘𝑒𝑠} ＝(^𝜈−𝜈_{𝜈+𝜈𝑖}^𝑖)⁴ℓ⁻^ℎ𝜈^𝑘𝑇

（2.31）

其中 𝜈 是激發光的頻率， 𝜈_𝑖 是振動頻率， ℎ 是蒲朗克常數， k 是波茲 曼常數， T 是絕對溫度。

若從古典力學解釋拉曼散射，乃是一道光（電磁波）與分子產生碰撞，電磁波的電場會改變分子的電荷分佈，造成極化（Polarization）並產生誘導偶極

（Induced Dipole），接著放出與入射光相同或是不同能量的光，如圖 2-22。

光電場與分子電子雲作用後，分子會產生誘導極化(Induced Polarization) 𝑃，

如式 2.32

𝑃 = 𝛼𝐸 (2.32)

其中 𝛼 為極化率(Polarizability)， 𝐸 為電場。當分子在一電磁波的照射下，

會受到激發光源之影響，使分子中的價電荷分離，中間的分子也會受到極化方向分為 X、Y、Z 三個空間軸，以水分子為例，如圖 2-23。

因此可以將式 2.32 改寫為：

(34)

22

𝑃_𝑥 = 𝛼_𝑥𝑥𝐸_𝑥+ 𝛼_𝑥𝑦𝐸_𝑦+ 𝛼_𝑥𝑧𝐸_𝑧 𝑃_𝑦 = 𝛼_𝑦𝑥𝐸_𝑥+ 𝛼_𝑦𝑦𝐸_𝑦+ 𝛼_𝑦𝑧𝐸_𝑧 𝑃_𝑧= 𝛼_𝑧𝑥𝐸_𝑥+ 𝛼_𝑧𝑦𝐸_𝑦+ 𝛼_𝑧𝑧𝐸_𝑧

而入射電磁波的光電場可表示為：

𝐸 = 𝐸₀𝑐𝑜𝑠 2𝜋𝜈₀𝑡 (2.33)

其中 𝐸₀ 代表振幅（Amplitude）， 𝜈₀ 表示入射光頻率。

將式 2.33 帶回式 2.32 可得：

𝑃 = 𝛼𝐸 = 𝛼𝐸₀𝑐𝑜𝑠 2𝜋𝜈₀𝑡 (2.34)

此外，因為極化率 𝛼 與分子結構和鍵結有關，當分子振動時，極化率可以表示為：

𝛼 = 𝛼₀+ (_△𝑄^△𝛼

𝑗) 𝑄_𝑗 + ⋯ (2.35)

其中 𝛼₀ 為原極化率（帄衡狀態之極化率）， 𝑄_𝑗 為振動常模（Vibrational Normal Mode），若是分子振動頻率為 𝜈_i ，振動常模可表示為：

𝑄_𝑗＝𝑄_𝑗⁰𝑐𝑜𝑠 2𝜋𝜈_𝑗𝑡 (2.36)

整理式 2.34、式 2.35、式 2.36 得到

𝑃 = 𝛼𝐸₀𝑐𝑜𝑠 2𝜋𝜈₀𝑡 + (_△𝑄^△𝛼

𝑗) 𝑄_𝑗⁰𝐸₀𝑐𝑜𝑠 2𝜋𝜈₀𝑡 𝑐𝑜𝑠 2𝜋𝜈_𝑗𝑡 (2.37)

(35)

23

再用三角函數積化合差公式

𝑐𝑜𝑠 𝛼 𝑐𝑜𝑠 𝛽 ＝1

2[𝑐𝑜𝑠(𝛼 + 𝛽) + 𝑐𝑜𝑠(𝛼 − 𝛽)]

將式 2.37 改寫為：

𝑃 = 𝛼𝐸₀𝑐𝑜𝑠 2𝜋𝜈₀𝑡 +1 2(△ 𝛼

△ 𝑄_𝑗)𝑄_𝑗⁰𝐸₀[𝑐𝑜𝑠2𝜋(𝜈₀ + 𝜈_j)𝑡 + 𝑐𝑜𝑠2𝜋(𝜈₀ − 𝜈_j)𝑡]

(2.38)

由式 2.38 知，散射光有三種頻率；

（1）式 2.38 第一項，與入射光頻率相同之雷利散射。

（2）式 2.38 第二項，比入射光頻率大之反史托克散射。

（3）式 2.38 第三項，比入射光頻率小之史托克散射。

由式 2.38，當 ^△𝛼

△𝑄_𝑗 不為 0 時才有拉曼散射，這就是產生拉曼散射的最基本條件。另外因 ^△𝛼

△𝑄_𝑗 遠小於 𝛼₀ ，可知拉曼散射強度遠小於雷利散射強度。

除了極化率和激發波長的影響，還有散射面積（Cross Section）這個重要因素，古典理論中得知，拉曼強度和散射截面的關係如式 2.39

𝐼_𝑅 = 𝐼₀𝜎_𝑗𝑁 (2.39)

𝐼_𝑅 為拉曼強度， 𝐼₀ 為雷射強度，𝜎_𝑗 是散射截面積，𝑁 是分子之數目。

而因為拉曼散射的截面積很小，使得拉曼散射的光強度很小，造成早起拉曼散射的應用受到很大的限制，直到表面增強拉曼散射現象的發現，才有較大的進展。

(36)

24

2.3.3 表面增強拉曼散射之研究發展

西元 1974 年，Fleischmann 等人用粗糙化後的銀電極表面，觀察到吸附在銀電極表面單分子層吡啶（Pyridine）有強大的拉曼光譜[27]，Fleischmann 猜測會增強是因粗糙的銀電極表面面積增加導致，使較多分子吸附於上。此後，越來越多人從事表面增強拉曼散射光譜的相關研究，許多的團隊研究發現，拉曼訊號增強不只是因為粗糙結構使表面積增加，還包含因為貴重金屬(如金、銀)材質的奈米結構，使拉曼散射訊號有顯著的增強。而 Albrecht 以及 Creighton 等人的研究也表示，訊號增強的原因來自於待測物本身的散射效率增強，而不是因為待測物在銀電極表面的吸附量增加[28]。此後的研究除了找尋並設計出新的的奈米結構以增強拉曼訊號，也希望能有更好的空間解析度。近來的實驗報告顯示表面增強拉曼的增強效果可以達到 10¹³～10¹⁵

[29]，而此增強幅度也使得表面增強拉曼

具有偵測單分子的能力。

2.3.4 表面增強拉曼散射之原理

光入射到金屬奈米結構，產生表面增強拉曼訊號。一般而言，史托克拉曼信號 𝑃_𝑁𝑅𝑆(𝜈_𝑠) 與拉曼有效截面積 𝜎_{𝑓𝑟𝑒𝑒}^𝐼𝑅 成正比，也跟激發雷射的強度 𝐼(𝜈_𝐿) 以及探測樣品體積中分子數目 𝑁 成比例，如式 2.40

𝑃_𝑁𝑅𝑆(𝜈_𝑠) = 𝑁𝜎_{𝑓𝑟𝑒𝑒}^𝐼𝑅 𝐼(𝜈_𝐿) (2.40)

而奈米金屬結構能增強拉曼訊號的機制主要分成兩方面。第一種是在金屬奈米結構表面散射，增強局部光場（ Local Optical Field ），此為電磁場增強

（Electromagnetic Field Enhancement）。第二種是分子與金屬奈米結構接觸後所產生新的拉曼反應，奈米金屬結構的拉曼有效散射截面積比沒有奈米金屬的拉曼有

(37)

25

效散射截面積增加，此為化學增強（Chemical Enhancement），亦可稱為電子增強

（Electronic Enhancement），也可以稱為第一層效應（First- layer Effect）。電磁場效應約可使拉曼訊號增強 10⁶倍，而化學效應約為 100 倍。

(一) 電磁場增強效應（Electromagnetic Field Enhancement）

𝑃_{𝑆𝐸𝑅𝑆}(𝜈_𝑠) = 𝑁′𝜎_𝑎𝑑𝑠^𝑅 |𝐴(𝜈_𝐿)|²|𝐴(𝜈_𝑠)|²𝐼(𝜈_𝐿) (2.41)

𝐴(𝜈_𝐿) 為激發雷射在表面增強拉曼效應中的增強因子， 𝐴(𝜈_𝑠) 為表面增強拉曼效應中拉曼散射場增加因子，描述吸附分子產生新的拉曼過程中有效拉曼散射截面， 𝑁′ 表示參與表面增強拉曼的分子數，而其數量相較一般拉曼作用分子少。

若我們用一個小圓球來表示奈米結構，小圓球具有複雜的介電係數 𝜀(𝜈) ，周圍的介電係數是 𝜀₀ ，圓球直徑 2r 是遠小於入射光波長(與 Rayleigh Limit 相符)。

一個分子與圓球距離為 d，且外加電場 𝐸_𝑀 下， 𝐸_𝑀 為入射電場 𝐸₀ 和金屬球誘發電偶極矩產生的電場 𝐸_𝑠𝑝 累加後以式 2.42 表示：

𝐸_𝑀 = 𝐸₀ + 𝐸_𝑠𝑝 （2.42）

𝐸_𝑠𝑝 = 𝑟^{3 𝜀−𝜀}⁰

𝜀+2𝜀₀𝐸₀_(𝑟+𝑑)¹ ₃ （2.43）

為電場增強因子 𝐴(𝜈) ，是入射電場 𝐸₀ 和分子所在位置的電場之比值：

(38)

26

𝐴(𝜈) =^𝐸^𝑀^(𝜈)

𝐸₀(𝜈) =^𝐸^𝑀^+𝐸⁰

𝜀−𝜀0 𝜀+2𝜀0( ^𝑟

𝑟+𝑑)³

𝐸₀ = (1 + ^𝜀−𝜀⁰

𝜀+2𝜀₀) ( ^𝑟

𝑟+𝑑)³≈ ^{𝜀 −𝜀}⁰

𝜀 +2𝜀₀( ^𝑟

𝑟+𝑑)³ when 𝜀(𝜈) = −2𝜀₀

（2.44）

而介電係數 𝜀(𝜈) 之實部為 −2𝜀₀ 時，增強因子 𝐴(𝜈) 有極大值，介電係數 𝜀(𝜈) 虛部則很小，上述條件即為金屬球的表面電漿共振條件。

另一個在金屬球的表面電漿共振情況時，金屬球的史托克或反史托克場下，

史托克訊號的強度之電磁增強因子 𝐺(𝜈_𝑠) 可以表示為式 2.45

𝐺_𝑒𝑚(𝜈_𝑠) = |𝐴(𝜈_𝐿)|²|𝐴(𝜈_𝑠)|²~|_𝜀(𝜈^𝜀(𝜈^𝐿^)−𝜀⁰

𝐿)+2𝜀₀|²|_{𝜀 (𝜈}^{𝜀 (𝜈}^𝑠^)−𝜀⁰

𝑠)+2𝜀₀| (_𝑟+𝑑^𝑟 )¹² （2.45）

由式 2.45 可知增強因子增強效果與金屬奈米結構的局部電場四次方成正比。

若金屬表面產生表面電漿共振時，激發電場和散射電場值很大時，因為表面增強拉曼之電磁效應增強時，分子不拘要與金屬表面接觸，不過若是分子與金屬表面距離增加時，電偶極矩產生電場，作用會與分子距離 (¹

d)³ 之四次方相關，表面增強拉曼之電磁效應也會急速的衰減至 (¹

d)¹²。

(二) 化學增強效應（Chemical Enhancement Effect）

化學增強效應（Chemical Enhancement Effect）亦可稱為電子效應（Electronic Effect），可視為吸付後的分子散射面積 𝜎_𝑎𝑑𝑠^𝑅 大於一般的拉曼散射截面積 𝜎_{𝑓𝑟𝑒𝑒}^𝑅

。電子式拉曼增強效應是因為分子在分子與金屬間產生新的電子能階轉移，而粗糙程度（Roughness）是高能電子轉移到分子所提供的一個重要路徑。化學效應需要分子和金屬的直接接觸，這種接觸使得分子與金屬間產生分子-金屬系統，

(39)

27

而且拉曼散射截面積也增加。

而化學效應還牽涉到了分子與金屬的動態電荷轉移（Dynamical Charge Transfer），可以用下述過程敘述：

（a）入射光子被吸收，激發電子進入激動電子狀態（Hot-electron State）

（b）激動狀態的電子轉移進入分子 LUMO

（c）電子和分子的 LUMO 再度轉移回到金屬的激動電子狀態（期間分子改變其振動型態）。

（d）電子由金屬激動態回到初始能態並放出拉曼光子。

(40)

28

圖 2-1 奈米壓印製程示意圖

[4]

圖 2-2 奈米滾輪壓印製程示意圖

[5]

圖 2-3 UV 固化壓印製程示意圖

[6]

(41)

29

圖 2-4 PDMS 作模具之奈米壓印製程示意圖 [7]

圖 2-5 氣體輔助熱壓製程示意圖

[8]

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圖 2-6 氣體輔助熱壓製程示意圖

圖 2-7 非輻射性表面電漿子電磁波示意圖