Автореферат (Плазмонные гетероструктуры и фотонные кристаллы с перестраиваемыми оптическими свойствами), страница 2

Petersburg, Russia, 2006, 2008, 2010, 2012), International Conference on Lasers, Applications, and Technologies ICONO/LAT (St-Petersburg, 2005, Minsk, Belarus, 2007, Kazan, 2010, ), Euro-Asian Symposium "Trends in MAGnetism": NanospintronicsEASTMAG (Krasnoyark, 2004, Kazan’ 2007, Ekaterinburg, 2010, ) XIII InternationalConference for Young Researchers "Wave Electronics and Its Applications in the Information and Telecommunication Systems" (Saint-Petersburg, Russia, 2010), Internationalconference on Nanophotonics (Tsukuba, Japan, 2010), International conference SPIEPhotonics Europe (Warsaw, Poland, 2005, Prague, Czech Republic, 2007, Strasbourg,France, 2008, Brussels, Belgium, 2010,), 2nd International conference on Metamaterials,Photonic crystals and Plasmonics Meta’10 (Cairo, Egypt.

2010), International conference “Progress In Electromagnetics Research Symposium PIERS” (Prague, Czech Republic, 2007, Moscow, 2009, Beijing, China, 2009), International conference on magnetism ICM (Kyoto, Japan, 2006, Karlsruhe, Germany, 2009), Международная конференция “Новое в магнетизме и магнитных материалах” (Москва, 2006, 2009), The8th International Meeting on the Electrical, Transport and Optical Properties of Inhomogeneous Media (Rethymnon, Greece, 2009), V- bilateral Russian-French workshop onNanosciences and Nanotechnologies (Moscow, 2008), 1st Mediterranean Conference onNano-Photonics MediNano-1 (Istanbul, Turkey, 2008), Научная конференция "Ломоносовские чтения" (Москва, 2008), International conference IFIP VLSI-SOC2005(Perth, Australia, 2005).6Материалы диссертации также представлялись на семинарах кафедры фотоники и физики микроволн физического факультета МГУ им.

М.В. Ломоносова, Института общей физики РАН им. А.М. Прохорова, Физико-технического институтаим. Иоффе, Университета г. Дортмунд (Германия), Университета им. Э. Коуэнг. Перт (Австралия), Института фундаментальных исследований им. Тата(г. Мумбай, Индия), Университета г. Неаполь им. Фридриха II (Италия).Публикации.

Основные результаты отражены в печатных работах, полностьюсоответствующих теме диссертации: опубликовано 37 статей в рецензируемыхнаучных журналах, включенных в перечень ведущих периодических изданийВАК, в числе которых “Журнал теоретической и экспериментальной физики”,“Физика твердого тела”, “Физика металлов и металловедение”, “Вестник Московского Университета. Серия 3. Физика. Астрономия”,” Nature Nanotechnology”,“Physical Review Letters”, “Physical Review B”, “Optics Express”, “Optics Letters”,“Journal of the Optical Society of America B”, “Journal of Physics: Condensed Matter”,“Journal of Magnetism and Magnetic Materials” и др.

Кроме того, по материалам работы опубликовано более 30 статей в сборниках и трудах конференций и более 60тезисов докладов.Личный вклад автора в диссертацию состоит в том, что все изложенные вдиссертации оригинальные результаты получены автором, либо при его непосредственном участии. Автором осуществлялся выбор направлений и объектов исследований, разработка теоретических и численных подходов, проектирование и оптимизация параметров наноструктурированных образцов перед их созданием, постановка экспериментов, их проведение и обсуждение результатов.Структура и объем работы.

Диссертация состоит из введения, семи глав, заключения и списка цитируемой литературы. Работа содержит 299 страниц, включает 105 рисунков, 4 таблицы и 237 библиографических ссылок.КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИДиссертация состоит из следующих разделов:ВведениеГлава 1. Общие вопросы оптики и магнитооптики периодических наноструктурированных материалов и методы расчета7Глава 2. Магнитооптические интенсивностные эффекты в плазмонных кристаллахГлава 3. Эффект Фарадея в плазмонных кристаллахГлава 4. Магнитооптические эффекты в фотонных кристаллахГлава 5. Обратные магнитооптические эффекты в периодических наноструктурахГлава 6.

Оптическое и акустическое управление плазмонными резонансамиГлава 7. Динамика поверхностных плазмон-поляритонов в металлодиэлектрических структурахЗаключениеЛитератураВо Введении обсуждается актуальность темы исследований, приводятся цели,научная новизна, практическая ценность работы и защищаемые положения, даётсякраткая аннотация содержания глав.Первая глава диссертации содержит обзор литературы, касающийся экспериментальных и теоретических исследований в области магнитооптики, фотонныхкристаллов и поверхностных плазмон-поляритонов. Описаны основные теоретические методы моделирования оптических свойств периодически структурированных материалов.Вторая глава посвящена магнитооптическим интенсивностным эффектам вплазмонных гетероструктурах, состоящих из перфорированного металлическогослоя и однородной ферромагнитной диэлектрической пленки, нанесенной на немагнитную подложку (рис.

1).металлмагнитныйдиэлектрикподложка(а)(б)Рис. 1: Металло-диэлектрические гетероструктуры [благородный металл]/[ферромагнитныйдиэлектрик] с (а) двумерной и (б) одномерной металлическими решетками.8В качестве магнитного материала в плазмонной гетероструктуре использованслабо поглощающий ферромагнитный диэлектрик висмут замещенный редкоземельный феррит-гранат Bix R3 x Fe5O12 (коэффициент поглощения α ~100 см-1 приλ = 800 нм), а в качестве металла использовано золото, что позволяет уменьшитьоптические потери по сравнению с плазмонными структурами на основе ферромагнитных металлов. Периодическая система отверстий или щелей в рассматриваемой гетероструктуре позволяет управлять энергетическим спектром поверхностных плазмон-поляритонов (ППП) и других электромагнитных мод, возбуждаемыхв данной структуре.

При этом период структуры должен быть сравним с длинойволны этих мод. Поэтому по аналогии с фотонным кристаллом, данную системуможно назвать плазмонным кристаллом.В плазмонном кристалле возможно возбуждение волноводных мод в диэлектрическом слое, плазмонных мод, распространяющихся вдоль границ раздела [металл] / [диэлектрик] или [металл] / [воздух], и локализованных плазмонных мод вщелях, отверстиях и вблизи металлических полос. Так как плазмонный кристаллявляется открытым резонатором, то все возбуждаемые в нем моды являются вытекающими и дают вклад в дальнее оптическое поле.Если диэлектрический слой структуры намагничен в плоскости вдоль оси OY,то в линейном по вектору гирации g приближении тензор его диэлектрическойпроницаемости имеет вид:ˆ ,εˆ d   d Iˆ  gM(1)где Î - единичная матрица, M13  i , M 31  i и M ij  0 при остальных значениях коэффициентов пары i,j  , i  1 , 2 , 3 ,  d - диэлектрическая проницаемостьразмагниченной магнитной пленки, g – модуль вектора гирации.

На оптическихчастотах магнитную проницаемость можно считать равной единице. Вблизи поверхности намагниченной пленки становится отличным от нуля векторное произведение τ  [m  N ] намагниченности m и вектора нормали N. Магнитное поленарушает симметрию относительно обращения времени, в то время как наличиеграницы раздела и связанного с ней вектора N нарушает пространственную инверсию.

Это приводит к явлению оптической невзаимности по отношению к векторуτ. Волновое число ППП κ зависит от направления распространения ППП, заданного единичным вектором n:   0 1    τn   ,(2)9где κ 0 ε mε dg, ,  m - диэлектрическая проницаеεm  εdε mε d 1  ε d2 ε m2 cмость металла, с – скорость света в вакууме, ω – циклическая частота волны.Явление оптической невзаимности приводит к смещению собственных частотППП при перемагничивании материала и к смещению связанных с их возбуждением резонансов Фано в спектрах оптического пропускания и отражения. В результате вблизи частот возбуждения ППП значительно усиливается магнитооптический экваториальный эффект Керра (ЭЭК), определенный величиной δ:  I (M)  I (M)  I (0) ,(3)где I(M) и I(-M) – интенсивности отраженного или прошедшего света при противоположных направлениях намагниченности.

Это подтверждено моделированиеми экспериментом (Рис. 2).0.0150.160.011.90.140.0150.0100.0050.000-0.005-0.010-0.015-0.020-0.025= 5°0.120.005hν(эВ)(б)(а)20.1001.7-0.005-0.011.6-0.0150510 (град.)0.080.06T1.80.040.020.0065067515700725 (нм)750775Рис. 2: (а) Контурный график зависимости экспериментально измеренной величины ЭЭК δот энергии фотона падающего света и угла падения.

(б) Спектр коэффициента оптическогопропускания и ЭЭК, измеренные при угле падения θ = 5º. Внешнее магнитное поле равно 200мТл. Плоскость падения перпендикулярна щелям плазмонного кристалла. Падающий светимеет p-поляризацию.Оптимальные геометрические параметры плазмонного кристалла для наблюдения ЭЭК были расcчитаны с помощью метода связанных мод в пространствеФурье (RCWA). Экспериментально показано, что ЭЭК резонансно усиливается в103 раз по сравнению с магнитными пленками без плазмонного слоя. При этом величина ЭЭК достигает в резонансе 1,6% (в диапазоне длин волн от 700 до 800 нм).Спектральная ширина резонанса составляет около 5 нм.В случае, когда магнитная пленка намагничена меридионально вдоль оси Ox,т.е. в своей плоскости и в плоскости падения света, она описывается тензором диэлектрической проницаемости1000 ˆ   0   b ig  , 0 ig  b (4)в котором есть линейный g  a1M и квадратичный b  a2 M 2 вклады по намагниченности.

В этом случае возможно возникновение как нечетного интенсивностного эффекта, определенного уравнением (3), так и четного эффекта   I ( M)  I (0)  I (0) .(5)Рис. 3: Волноводные моды, которые могут быть возбуждены в плазмонном кристалле в ненамагниченном (а) и намагниченном (б) состояниях при нормальном падении ТМполяризованной волны. В правой части рисунка длинные стрелки показывают основныекомпоненты поля мод, а короткие стрелки показывают компоненты мод, которые индуцированы внешним магнитным полем.Намагниченность в меридиональной конфигурации вносит в закон дисперсииППП и волноводных мод плазмонного кристалла только квадратичный вклад, поэтому смещение резонансов проявляется существенно слабее. Однако в такойконфигурации, в отличие от экваториальной, намагниченность модифицирует распределение электромагнитного поля собственных волн.

В частности, волноводная11ТЕ-мода, обладающая компонентами поля E y , H x , H z , приобретает три дополнительные ТМ-компоненты поля E x , E z , H y , которые линейны по намагниченности(рис. 3).Например,TEH TEy ( x , z )  gG ( , z ) E y ( x , z ) .(6)Явный вид выражений для коэффициентов G( , z ) имеет громоздкий вид и поэтому не приведён здесь. Однако важно отметить, что эти коэффициенты являются нечетными функциями  .Таким образом, ТЕ-модапреобразуется(а)квази-ТЕ-моду.