#金刚石光栅 #金刚石刻蚀 #金刚石光学片
划重点
#金刚石刻蚀代加工 #金刚石超透镜 #金刚石光栅
摘要
1−10 µm厚的金刚石薄膜是光子学、量子和光机械器件的平台，应用覆盖紫外-红外光谱范围。金刚石光栅在反射和透射中的红外表征显示，当光栅周期为1-2个波长（自由空间）时，包括在本征金刚石吸收区域内，红外吸收二色性在正负之间变化。通过碳化（> 0.4 J/cm²/脉冲，1030 nm/200 fs）和金刚石薄膜氧化的步骤，展示了微米宽、毫米长结构的飞秒激光切割。对缩小结构和波长进行了形式双折射金刚石结构内部光强分布的建模，以揭示不同偏振的特征干涉图案。
关键词： 偏振分析，四偏振方法，斯托克斯参数，各向异性，形式双折射
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文章名：Diamond membranes: platform for photonic and opto-mechanical applications
作者：Hsin-Hui Huang¹,²,³, Gediminas Seniutinas⁴∗, Haoran Mu¹,³, Nguyen Hoai An Le¹,Eulalia Puig Vilardell⁵,⁶, Vijayakumar Anand¹, Jitraporn Vongsvivut⁷, Tomas Katkus¹,Meguya Ryu⁸,∗, Junko Morikawa⁸,⁹,¹⁰, Saulius Juodkazis¹,⁵,⁹
机构：1)Optical Sciences Centre, Swinburne University of Technology, Hawthorn, Victoria 3122, Australia
2)Australian Research Council (ARC) Industrial Transformation Training Centre in Surface Engineering for Advanced Materials (SEAM), Swinburne University of Technology, Hawthorn, VIC, 3122, Australia
3)Melbourne Center for Nanofabrication (MCN), 151 Wellington Road, Clayton, Vic 3168, Australia
4)Paul Scherrer Institut, Villigen PSI 5232, Switzerland
5)Laser Research Center, Physics Faculty, Vilnius University, Saul˙etekio Ave. 10, 10223 Vilnius, Lithuania
6)Institute of Physics, University of Tartu, W. Ostwaldi 1, 50411 Tartu, Estonia
7)Infrared Microspectroscopy (IRM) Beamline, ANSTO–Australian Synchrotron, 800 Blackburn Road, Clayton, Victoria 3168, Australia
8) School of Materials and Chemical Technology, Institute of Science Tokyo, 2-12-1, Ookayama, Meguro-ku, Tokyo 152-8550, Japan
9) World Research Hub (WRH), School of Materials and Chemical Technology, Institute of Science Tokyo, 2-12-1, Ookayama, Meguro-ku, Tokyo 152-8550, Japan
10) Research Center for Autonomous Systems Materialogy (ASMat), Institute of Innovative Research, Institute of Science Tokyo,Yokohama 226-8501, Japan
Ⅰ. 引言
纳米光子学和光机械学的进展突显了光的双重作用，既作为通过其线性和角动量操控微纳尺度物体的工具，又作为可以通过形式双折射结构精确工程化的自由度。光子或辐射压力 I/c（吸收光的线性动量传递，I为强度，c为光速），以及通过紧聚焦光强度梯度的激光镊子，允许操控微物体。例如，双折射液晶液滴可以被捕获、移动和对准[1,2]。自旋和轨道角动量对双折射微纳物体施加扭转力[3]，伴随内部结构/机械变化的复杂性增加[4,5]，手性分选[6]，凝胶中的体积相变[7]，光学开关[3]和其他相关现象。甚至可以通过染料掺杂液晶中的连续波激光镊子诱导非线性双光子吸收[8]。光机械应用的进一步演示包括使用激光捕获的具有氮空位中心的纳米金刚石组装体进行磁场传感[9]。在真空中被圆偏振镊子捕获的微粒的冷却是光机械效应的一个例子[10]。另一方面，基于光栅结构的双折射图案的制造允许工程化形式双折射 Δn = n_e − n_o < 0，用于操控光的自旋和轨道态，以及对微纳结构/物体施加机械作用[11]；这里 n_e 表示异常折射率（E场沿光轴），n_o 是寻常折射率。
操控光的自旋-轨道态以及通过携带角动量的光施加机械作用的两个追求，要求创建一个工具箱，在微米厚的薄膜上制造光栅和结构，这些薄膜可以集成到微芯片和光子器件中。这对纳米光刻来说已经是一个3D挑战。纳米和微结构的几何结构通过其惯性矩和谐振频率定义了它们的机械响应，并要求苛刻的制造方法，特别是对于微米厚的薄膜。特别是，长而薄的结构对机械力非常敏感，这使它们成为光机械测量的优秀灵敏工具，但也对微加工（例如通过烧蚀的激光加工）具有挑战性。例如，一个悬浮桥结构对矩形截面具有面积惯性矩 I_M = H³ W / 12，在负载 Q（单位长度力）下挠度为：
其中 L, H, W 是梁的长度、厚度、宽度，E 是其杨氏模量。需要新的方法在从X射线到远红外的宽光谱范围内，为光子应用、量子发射体/传感器、自旋-轨道转换器（q板）和光机械结构加工金刚石薄膜。
在厚度 ≤ 10 µm 的较薄膜上通过常规EBL定义和等离子体刻蚀制造复杂亚波长图案变得具有挑战性，因为通常非平坦衬底在生长或转移和固定到样品架（例如带有中心孔的Si衬底）期间具有固有的内应力。厚度小于约20 µm的晶体衬底通常不平坦，例如，在约10 µm晶圆上使用光子晶体图案实现高效光捕获的Si太阳能电池有望超越朗伯极限性能[12-14]，然而通过标准光刻方法实现它们具有挑战性。因此，在10 µm厚Si太阳能电池上的光捕获PhC图案首先在绝缘体上硅衬底上通过EBL和刻蚀进行原型制作，随后通过湿法或干法刻蚀最终去除Si背衬底[15,16]。最近，展示了在氧化铝硬刻蚀掩模中使用飞秒激光图案化亚波长孔，用于光捕获PhC Si太阳能电池，面积达2 cm边长[17]。飞秒激光在厘米尺度长度上以亚1 µm精度和分辨率直接写入已成为可行的方法[18,19]。它可以应用于金刚石（通常为立方结构），最近合成了更硬的六方蓝丝黛尔相，此前仅在陨石撞击材料中观察到[20,21]。
在此，我们聚焦于通过光刻和激光图案化加工金刚石薄膜的两种方法。首先，我们表征了在约10 µm薄膜上制造的金刚石光栅在红外光谱范围内的响应。具有方位角变化取向的金刚石光栅是控制自旋-轨道耦合的光学元件，必须为光机械应用在薄膜上制造。其次，我们表征了使用飞秒激光对仅约1 µm厚的金刚石薄膜进行结构化的过程。这种元件的制造和表征工具箱可以通过使用飞秒激光的高精度加工来扩展。揭示了形式双折射光栅在正负二色性光谱区域之间的结构控制变化。
II. 样品与方法
A. 金刚石微薄膜
本研究中使用了来自Diamond Materials GmbH的约9.5 µm厚（图1）和约1 µm薄CVD金刚石薄膜。光栅的HSQ光刻胶刻蚀掩模通过电子束光刻定义，并通过反应等离子体刻蚀制作，详情见别处[22]。对于1 µm薄金刚石薄膜，通过石墨化-氧化和烧蚀的飞秒激光微加工直接在原始金刚石薄膜上进行。金刚石的带隙为 E_g = 5.45 eV（波长 1.24 [eV]/E_g = 228 nm）。金刚石薄膜无掺杂，纯介电。这也排除了存在显著剩余射线IR带的情况，其中介电常数 ε = ε′ + ε″ 具有在空气-金刚石界面可以激发表面波的谱区，即表面声子极化激元，其中 ε′ < 0。
B. 飞秒激光加工
使用Mitutoyo 5×、NA = 0.14 NIR物镜进行应力释放段的1 µm厚金刚石薄膜激光切割，使用20×、NA = 0.45 NPlan Apo Olympus物镜定义梁/桥。
激光器（Pharos，Light Conversion Ltd.）功率2.5 W，频率200 kHz保持恒定，波长1030 nm，脉冲持续时间230 fs。工艺变量为衰减器透射率 T% 以定义脉冲能量，每位点脉冲数 n，每毫米脉冲密度 d_p [mm⁻¹]，写入速度 v_s [mm/s]。
对于应力释放切割：在两侧对称地逐步切掉材料，设置剩余薄膜支撑宽度为2.5 mm，然后以0.5 mm递减降至0.5 mm。这允许薄膜中的内压应力部分释放，并将薄膜从圆形凸起重塑为单向弯曲，在平台切割随后定位的脊处相对平坦得多。使用一次切割道次和一次冗余道次。脉冲能量 E_p = 1387 nJ，对应于 F_p = 2.2 J/cm² 的注量，略低于金刚石在3 J/cm²下的单脉冲烧蚀。由每位点脉冲数（由激光脉冲选择器选择）n = 25、脉冲密度 d_p = 300 mm⁻¹ 和扫描速度 v_s = 2 mm/s 定义的有效激光频率为 f_ef = n d_p v_s = 15 kHz。
图1. 约9.5 µm自支撑薄膜上的金刚石X射线光栅；薄膜圆形窗口直径5 mm。 光栅通过电子束光刻和等离子体刻蚀定义。占空比0.5、周期从Λ = 820 nm到6.87 µm的6.32 µm高光栅。
对于带有桥/梁切割的平台：直径300 µm的中心平台和两侧L和R各1 mm的梁。桥被切割并从40 µm逐步减薄到10 µm。定期测量下垂（桥端和平台Z差）和倾斜（L-R桥端Z差）并在制造代码中进行调整。10 µm桥宽是在所用激光切割条件下平台可以开始移动或上下翻转凸起的点。
最终结构切割的条件选择更紧密聚焦以减少切割边缘的石墨化。使用NA = 0.45，两次道次，脉冲能量185 nJ，平均注量3 J/cm²，有效频率 f_ef = 200 kHz。桥的额外修整/收窄通过在相同路径上但脉冲能量为229 nJ和451 nJ的额外两次激光运行进行。
C. 数值模拟
使用Lumerical Ansys软件包进行时域有限差分计算，以模拟形式双折射金刚石光栅内部的光场分布。金刚石被视为无损介电，折射率 n = 2.4。
为了在保持电磁相似性的同时降低计算成本，根据麦克斯韦缩放不变性应用了10×几何缩小。模拟光栅具有周期 Λ = 412 nm、占空比0.5，支撑在金刚石薄膜上。计算域在横向（x,y）方向上是周期的，并沿传播（z）方向以完美匹配层终止。
使用平面波源，正入射（θ = 0°）。在波长范围 λ = 300 ∼ 1000 nm 上进行了宽带模拟。模拟了 0°、45°、90° 和 135° 的线偏振方位角。入射场幅度归一化，使得入射强度满足 E₀² = 1。
图2. 光栅（图1）的光学和红外透射图像。 吸光度 A = −lgT，其中 T 是透射率。红外吸光度图在 4000−1000 cm⁻¹ 的整个光谱范围内测量；在成像模式下使用 NA = 0.6 物镜，25 µm 光栅步长（Spotlight，PerkinElmer）。分析区域用虚线框标记在整个光栅区域上。
反射和透射使用垂直于传播方向的二维频域功率监视器记录。反射监视器定位在距注入平面200 nm处，以避免与源场重叠。透射监视器放置在距出射界面630 nm处，以确保透射场的完全形成。对于前照和背照情况，监视器与各自光栅界面的距离保持相同，以确保对称比较。
使用场监视器记录总电场强度 E² 以及法向场分量 E_x²，对应于垂直于光栅侧壁的分量。分析这些分布以识别金刚石和空气区域内偏振相关的能量局域化。
采用非均匀网格，在光栅区域进行局部网格细化（最大网格步长4 nm），以精确分辨金刚石-空气界面处的场增强。模拟时间设置为2000 fs，使用10⁻⁶的自动关闭阈值确保收敛。
Ⅲ. 结果
A. 约10 μm厚金刚石薄膜
X射线光栅[22]在中红外光谱范围 4000 − 680 cm⁻¹（或波长2.5 − 14.7 μm）内表征了透射率 T（吸光度 A = −lgT）和反射率 R（图1）。光栅制造在约9.5 μm厚的多晶金刚石自支撑薄膜上，高度约6.32 μm，周期从 Λ = 0.82 μm 到6.87 μm，对应的纵横比 AR = H/(Λ/2) ≃ 15 − 1.8。光栅通过电子束光刻定义并进行等离子体刻蚀。样品在可见光和红外光谱范围的透射图像如图2所示。
当光栅周期与入射光波长相当（Λ ∼ λ）时，结构引起的反射和透射变化被调制/改变。金刚石的本征吸收在2600-1700 cm⁻¹波段（3.85-5.88 μm）伸展。首先，对实验测量的吸光度谱应用傅里叶滤波器（图3）。对所有吸光度谱应用完全相同的滤波器。仅分析了在红外处吸光度最强的五个光栅（最大周期）（见图2）。图4(a)显示了五个光栅在四个偏振方位角下的滤波吸光度谱。在某些光谱区域，90°处的吸光度大于0°处，也存在相反趋势。二色性比 R_d = A_∥ / A_⊥ 在 R_d > 1 时称为正，在 R_d < 1 时称为负（见第IV节）。从四偏振拟合中，计算了幅度 A_mp 和取向方位角 θ₀（图4(b)）。θ₀ 在二色性符号变化的位置显示 π/2 的相位跳跃。例如，对于 Λ = 2.2 μm 周期光栅，所有四种偏振的吸光度相同的等偏振点在3000 cm⁻¹（图4）。这对应于波长3.33 μm，位于折射率 n = 2.35 的金刚石内部。线偏振入射光的各向同性吸光度将对应于由厚度 d = 6.32 μm 光栅中形式双折射 Δn 引起的 o 光和 e 光之间的四分之一波长条件，即：
可以找到 Δn = 0.056，这与占空比约0.5（最大双折射）的光栅预期值匹配。四分之一波长的相位条件在波长上重复（或相位 2π）
其中 j 是整数 j = 1, 2, ...对于 j = 2 和波长 λ = 3.33 μm，为 3λ/4 = 2.498 μm（或4003 cm⁻¹），预期光谱等交叉点（图4）。该分析应用于金刚石本征吸收2600-1800 cm⁻¹波段以外的光谱范围；在吸收共振处，振荡器的相位经历 π/2 的变化。
图3. 通过傅里叶滤波器抑制条纹。 (a) 2.2 μm周期光栅的测量和滤波后IR吸光度。(b) 测量吸光度的傅里叶谱，主自由光谱范围周期性在45.7 μm，对应于折射率 n = 2.38 的法布里-珀罗标准具厚度 d = FSR/(2n) = 9.6 μm。(c) 应用于所有实验测量吸光度 A 谱的滤波器光谱增益分布。
如补充材料所示，测量的吸光度和反射率谱未去除条纹。图A1显示了来自100×100 µm²相同区域在四种偏振下的A和R谱。在Λ ∼ λ条件下，对于6.87 µm（图A1）和4.12 µm（图A2），观察到吸光度A降低。在这两种周期的情况下，由于吸光度降低（降低的A也可能受到衍射损耗的影响），本征金刚石带不可分辨。通过颜色追踪在不同入射偏振方位角测量的谱，在图A2(a)的金刚石本征吸收区域观察到清晰的相位反转（0°和90°谱之间的强度反转）。对于较小周期0.82 µm的光栅，A、R谱受干涉支配，观察到清晰的自由光谱范围FSR ≃ 236 cm⁻¹（图A3）。对于已知厚度d，可确定有效折射率n：FSR = 1/(2nd) cm⁻¹；对于d = 9 µm，n ≃ 2.35。
有趣的是，当反射率归一化到金镜（在Bruker显微镜样品台上）时，观察到R > 1。这可能是由于干涉和结构的亚波长性质允许在强度计算 I ≡ (E₁+E₂+...)² 中相长场叠加。由于法布里-珀罗平板多次反射，A、R、T谱中存在强干涉。这妨碍了二色性比 R_d = A_∥/A_⊥ 从正到负变化的可视化，然而，我们使用实验测量数据而未进行傅里叶滤波来追踪吸收和反射的复杂变化（关于R_d的讨论见第IV节）。通过傅里叶滤波，二色性比的符号变化出现在相同的光谱区域，然而存在振荡伪影（为简洁起见未在此显示）。
图4. (a) 五个最大周期光栅在去除条纹后以透射测量的吸光度谱，方位角 θ = 0, π/4, π/2, 3π/4（见(a)中插图）。 (b) 从4-偏振方位角数据拟合的幅度 Amp 和取向角 θ_o，拟合公式为 Amp × cos(2θ − 2θ_o) + O，其中 θ 是方位角，Amp 是幅度，O 是偏移（未在此绘制）。4-偏振拟合在25×25 µm²的每个像素水平上进行。
吸光度 A 可以从金刚石光栅 R_G 与金刚石薄膜 R_D 的差分反射率估计为：
其中 n_D = 2.35 是金刚石的折射率。该方法用于计算较厚衬底上薄微薄膜的吸收，例如盖玻片上的光刻胶。图A5显示了金刚石光栅样品的这种表示。它表示仅光栅对吸光度的贡献。干涉条纹是主要特征，然而，在金刚石吸收区域，正负线二色性之间存在清晰的取向变化：
B. 约1 µm薄金刚石薄膜
图5显示了在1 µm厚金刚石薄膜中定义光机械结构的激光烧蚀方法示例，其中央0.3 mm直径圆盘悬挂在两个1 mm长、10 µm宽的臂上。靠近薄膜与Si衬底连接处的半圆形约100 µm宽切口通过fs激光（230 fs/1030 nm）烧蚀制作。释放的内应力形成了在2.5 mm横截面上约80 µm高的圆柱弧。圆柱弧的曲率为 1/r ≃ 1/7.95 mm⁻¹（见图5底部插图）。
通过烧蚀进行激光切割的规程是在未通过切口释放应力的金刚石薄膜上开发的。为了定义1 mm长的桥，通过在高于石墨化阈值0.3 J/cm²且低于烧蚀阈值3 J/cm²的单飞秒脉冲注量下扫描切割出一个窗口[24]（见图6）。选择扫描速度、激光重复率和脉冲能量，使每次切割至少有两到三个重复循环（图6）。一旦第一个窗口完成，第二个窗口以确定最终梁宽度的偏移开始。激光扫描从沿梁开始，并向桥的外部方向推进。这样，薄膜因应力释放引起的任何移动都被最小化，降低了桥相对于激光路径意外横向重新定位的可能性，否则会导致桥/梁损坏。最窄10 µm的桥被可靠地制造。该规程用于中间带有圆盘的较长梁（图5）。桥和切割附近区域的碳化从颜色变化中显而易见。当1 mm长的梁在一端与薄膜其余部分分离时，金刚石薄膜的内应力显而易见。它从原始薄膜平面移动了约130 µm（图6）。具有更长跨度的最终结构（图5）使用更紧密聚焦的NA = 0.45透镜在更高注量约3 J/cm²下制作，以获得更窄的石墨化影响边缘宽度。
图5. 1 µm厚金刚石薄膜中光机械结构的激光切割（在约3 mm直径孔上自支撑）。 (a)和(b)中显示的两个结构根据激光半圆形切口释放应力具有不同的展平图案；(a)和(b)之间梁锚定位点略有不同。所用激光：230 fs/1030 nm，200 kHz（Pharos在WOP fs-fab站）。悬浮梁-盘结构的聚焦：Olympus 20×物镜，NA=0.45，焦距直径 2r = 1.22λ/NA = 2.8 µm；脉冲能量185 nJ，平均注量3 J/cm²（每脉冲平均辐照度/强度13 TW/cm²），两次道次。对于左侧结构，在229和451 nJ下进行了两次额外的梁收窄道次（见图A7）。
从金刚石石墨化到氧化（燃烧）的进程方法是无碎屑的3D结构化和激光加工方法[25]。能量沉积（剂量）应优化以实现金刚石受控去除为CO₂。所呈现的长微桥切割采用通过侧边燃烧精确控制横向光束扫描来减小桥宽的方法。这样，激光焦域的大部分不辐照桥/梁本身。这避免了直接的线性动量沉积（由 I/c 光子压力的推动），这可能会破坏梁。在所用聚焦条件下的瑞利长度 z_R = πr²/λ = 247 µm，允许侧边燃烧/抛光微梁（束腰/半径为 r = 9 µm）。使用 NA = 0.14 物镜和 9 µm 焦点，可靠地制造了低至8-10 µm的1 mm长梁。主要限制由CVD金刚石薄膜的晶粒结构决定，其中亚微米尺寸的晶粒不均匀地碳化和燃烧（见图A6）。CVD金刚石的晶粒结构在光栅附近的干法等离子体刻蚀区域也很明显（图1）。为了从金刚石薄膜激光切割边缘去除石墨化碳，可以使用 H₂ 等离子体，它对 sp² 键合的选择性高于 sp³ 键合[26]。石墨相对于金刚石在 O₂ 中的较低氧化阈值[27]可用于减少激光切割后的石墨化量。在块体高压高温金刚石的飞秒激光烧蚀中，在800 nm波长下相当高的脉冲注量下，发现石墨化可忽略[28]。飞秒激光在金刚石内部刻写改性中的 sp² 区域位于纳米裂纹沿线[29]。
图6. 1 µm厚金刚石薄膜（在约3 mm直径孔上自支撑）中1 mm长桥的激光切割光学图像。 激光条件：t_p = 230 fs，λ_l = 1030 nm，200 kHz，脉冲密度300 mm⁻¹或每个焦点约3个脉冲（Pharos在WOP fs-fab站）。脉冲能量 E_p = 300 nJ（样品上），使用NA = 0.14聚焦，焦距直径 2r = 1.22λ/NA = 9 µm。每脉冲注量 F_p = 0.474 J/cm²，平均辐照度 I_p = F_p/t_p = 2.06 TW/cm²。在多次道次中完成完全切割（扫描10次以实现额外冗余）。
IV. 讨论
A. 由形式双折射引起的T（因此A）的表观各向异性
来自四偏振谱的一个明确证据是其复杂结构，其中二色性比 R_d = A_∥ / A_⊥ 在红外光谱的不同部分发生变化（图A1，A2）；这里 A_∥,⊥ 是平行或垂直于选定方向的吸光度。二色性比揭示了红外中吸收物种的取向，并广泛用于红外化学指纹光谱区域[30]。金刚石薄膜是各向同性的，预期 R_d = 1，特别是在没有特定吸收带的区域。然而，在光谱的高和低本征吸收部分分别观察到
（在E场偏振的90°入射方位角，E沿金刚石脊/光栅平面，因此吸收 A₉₀ > A₀）以及 R_d < 1（图A2(a)）。四偏振分析揭示的吸光度二色性源于由各向同性多晶吸收体制成的材料结构组织（光栅）。形式双折射在理论上不应引起吸光度变化，因为它只影响出射光束的偏振态（椭圆度），而不影响能量损失/吸收。另一方面，光散射可能对损耗有贡献并影响吸收带的光谱线形[31]。
图7. (a) 金刚石光栅（占空比0.5）在薄膜上的FDTD数值模型（未按比例）；金刚石折射率 n = 2.4。 应用麦克斯韦缩放：尺寸缩小10ˣ倍，薄膜从1 µm（实际）到1 µm（“0”中的最后一位在尺寸定义中被丢弃），源波长从 λ = 5 µm（2000 cm⁻¹）到500 nm。(b) 光学域（非IR）的FDTD模型，z轴使用完美匹配层条件，x轴和y轴为周期条件。(c) 四个入射线偏振方位角的总强度 E² 和 E_x²（映射平面中的法向场）；入射强度 E₀² = 1。从正面（光栅顶部）的平面波照明。(d) 与(c)相同，仅背面照明。
对光栅结构中增强吸光度的一个可能贡献是光强度在壁间金刚石-空气界面处的重新分布。这由非导电介质-1（金刚石）与空气（介质-2）在界面处位移的法向和切向分量边界条件 D₁^(n) = D₂^(n) 和 E₁^(t) = E₂^(t)（表面电荷密度 σ = 0）所决定。二色性从正到负的变化发生在共振峰两侧[32]。然而，在非吸收光谱范围内，表观二色性源于形式双折射。
实验测量的二色性函数 f_D 与电偶极跃迁矩 M 和选定的 E 场取向方向之间的 γ 角相关：
当 γ = 0° 时吸光度最大 A_∥，当 γ = 90° 时吸光度为零（A_⊥）[30]。当 R_d = 1 且吸收无各向异性时，f_D = 0。在此条件下，
不同周期光栅的 f_D 绘制在图A4中。对于最小周期820 nm，f_D 以 FSR 结构振荡。然而，对于4.12 μm光栅，可以清楚辨别 f_D < 0 到 f_D > 0 在正负二色性之间的变化。在金刚石的本征吸收区域，f_D ≃ 0.5，即 cos γ = √(2/3) 或 γ ≈ 36°（正线二色性）。在高度反射的剩余射线光谱区域（简并TO和LO声子带）附近没有特定的 f_D 变化，对于金刚石，ω_TO ≈ ω_LO 在约1332 cm⁻¹[33]，这也是金刚石的特征拉曼线[34]。
B. 数值模型：光强分布
为了模拟与金刚石薄膜上相对较大光栅相关的光强分布（其尺寸和结构为10−20λ大小，其中λ是波长），应用了10×缩小以应用FDTD（见图7(a)）。在可见光波长500 nm下设置了FDTD模型，横向尺寸采用周期边界条件，沿光传播方向采用完美匹配层以去除散射和反射（图7(b)）。图7(c)显示了顶部照明形式双折射结构中光强增强的横截面视图。E_x²对应于法向分量，并与总强度分开显示。背面照明的强度横截面如图7(d)所示，局域近场分布明显不同。根据边界条件要求，法向分量在光栅结构侧壁的金刚石-空气界面处具有最大增强。此外，当反射光没有相位变化时，在金刚石到空气传播的出射界面处也有强度增强。这说明了高强度局域体积的差异，因此可以预期R和T模式的强吸收。形式双折射结构负责这种能量重新分布，并由于金刚石和空气之间能量分配的不同比例而影响透射（因此吸收）。平面波辐照和周期边界条件的建模呈现了理想情况，其中所有散射/衍射光都被考虑。在实际实验中，物镜的照明/收集NA = n sin α起着作用，因为只有2α锥体内的光被测量/收集；这里n是空气的折射率（对于干物镜）。
V. 结论
金刚石微光栅在红外光谱范围内的透射和反射光谱在金刚石本征吸收带表现出偏振敏感性，其中二色性比改变符号（正线二色性位于本征吸收区域）。在四偏振测量中，这对应于高吸光度和低吸光度之间的反转。吸光度也从反射光谱中获取，并确认了二色性反转。这对于无法直接测量透射率的结构可能有用，这在复杂和集成微结构中非常常见。
对于微米厚金刚石薄膜的激光切割，采用石墨化（0.3 J/cm²阈值）和氧化的方法来降低烧蚀阈值（3 J/cm²），并应用于在1 µm厚金刚石薄膜中制造约1 mm长、10 µm宽的微桥。应力释放切割对于定义这种微桥至关重要。
附录A1：T和R模式的各向异性：无条纹去除
图A3显示了820 nm周期光栅（0.5占空比）的T、R谱。这是亚波长结构，由于薄膜上整个结构的厚度仅为光源波长的4-10倍，显示出强振荡信号。
图A4显示了二色性函数谱，在金刚石本征吸收窗口处线二色性发生变化。
图A5显示了从差分反射率 ΔR/R_D 计算的吸光度 A 谱，其仅代表光栅结构中的吸光度，因为参考使用了减薄金刚石薄膜区域（反射率 R_D）。
附录A2：从反射光谱通过Kramers-Kronig确定折射率
从反射率 R 评估吸光度也可以通过Kramers-Kronig分析实现。反射光波的复振幅 r* 是入射波和反射波之间相位差的函数：
其中 φ 是相位角。反射率：
折射率 n + iκ 由下式给出[35]：
对于实验测量的谱 R(ω)，相位 φ 从Kramers-Kronig关系对每个频率值 ω_i 获得[35]：
该积分在 ω_i = ω 处有极点，可以使用双傅里叶变换方法计算[36]：
其中 ω = 2πν 是循环频率。通过测量宽红外光谱范围有助于恢复 n、κ，并允许估计吸光度或光密度（仅从反射率）：
其中 d 是厚度，吸收系数：
估算方程A2的另一种计算方法如下[37-39]：
附录A3：金刚石的石墨化
图A6显示了图6中从金刚石薄膜飞秒激光切割出的桥的近距离光学图像。交叉偏振成像显示，在梁/桥锚定位点附近没有诱导应力。沿激光氧化轨迹可识别出微米尺寸的晶须，可能是由于金刚石取向控制的氧化倾向[40]。石墨化程度可以使用拉曼和红外光谱仪确定，它们对sp²和sp³键合以及相应的C-C振动带的变化敏感[41]。
在更紧密聚焦下（图A7），最终切割出了在两侧1 mm长梁上的悬浮圆盘。尝试通过额外道次在更高脉冲能量（功率）下收窄10 µm梁/桥的宽度。在更高激光功率和更紧密聚焦下，横向力可以推出高折射率材料（金刚石 n ≃ 2.4），也可以根据物体和焦点的实际位置将材料拉入激光束中[42]。
图A1. 在四种不同线入射偏振（方位角 θ = 0°, 45°, 90°, 135°）下，从由孔径定义的同一100×100 µm²区域测量的FTIR光谱的透射T（吸光度 A = −lgT 在(a)中）和反射(b)模式；θ = 0°沿垂直方向（y轴）并沿异常e射线方向，折射率为 n_e（在光栅的形式双折射结构中 n_e < n_o）。 星标记显示高-低信号对准。FT-IR Bruker Hyperion 3000，配备15×放大倍率Cassegrainian物镜，数值孔径 NA = 0.4（锥角约24°）。来自Globar源的入射IR光在样品前偏振，在探测器处不进行偏振分辨。插图显示样品；测量光栅周期 Λ = 6.87 µm（1456 cm⁻¹）。金刚石的典型吸收光谱轮廓（Bruker[43]）显示在四偏振谱顶部。透射信号归一化到无样品（空气）的透射，反射信号归一化到金的反射。
图A2. Λ = 4.12 µm（2427 cm⁻¹）光栅在四种偏振（样品前）下的透射模式(a)和反射(b)谱。 典型金刚石的吸光度光谱轮廓叠加在(a)中的吸光度 A = −lgT 上。星标记显示高-低信号对准。
图A3. Λ = 0.82 µm光栅在四种偏振（样品前设定）下的透射模式(a)和反射(b)谱。 自由光谱范围 FSR = 236 cm⁻¹（来自(b)）。
图A4. 三种光栅周期 Λ 的二色性函数 f_D = (R_d − 1)/(R_d + 2)。 吸光度 A 的归一化人为地引起了 Λ = 6.87 µm 光栅的振荡大信号（已标记）。插图显示了沿脊选定取向（吸收最大值指定为 A₉₀）的金刚石光栅的SEM图像和跃迁偶极矩 M；γ 是它们之间的角度。
图A5. 从实验确定的差分反射率计算的吸光度 A = (ΔR/R_D) × (n_d² − 1)/4，针对4.12 μm周期光栅在四种线偏振下（入射到样品上）；n_d = 2.35，薄膜（等离子体减薄区域）上的光谱用作反射率参考 R_D。 二色性比符号的反转在金刚石吸收带处可识别（与图A4比较）。负 A 区域由金刚石比金（用于归一化）更强的反射引起。灰色阴影用于 A₉₀ 和 A₀ 之间，作为二色性比变化的视觉引导。
图A6. 通过金刚石碳化和随后氧化1 µm厚金刚石薄膜定义的梁/桥飞秒激光的光学图像（真实颜色）。 使用 λ = 530 nm 的交叉偏振图像显示激光切割附近没有应力积累。激光制造条件与图6中的结构相同。
图A7. 在初始切割整个结构后，在较高激光功率下（但在相同光束轨迹上）的边缘修整，当微梁/桥结构在激光扫描期间横向移动时，在光滑边缘上产生缺陷。
