Диссертация (Плазмонные гетероструктуры и фотонные кристаллы с перестраиваемыми оптическими свойствами), страница 5

,(1.10)где i, j  x, y, z . Коэффициенты разложения (1.10) зависят от диэлектрическойпроницаемости магнитной среды, от поляризации и от угла падения света. Магнитооптические эффекты, связанные с изменением интенсивности отраженногосвета, называют интенсивностными.Наиболее известным интенсивностным эффектом является экваториальныйэффект Керра (ЭЭК). Он определяется относительным изменением интенсивности отраженного света при перемагничивании материала. ЭЭК наблюдается впоглощающих средах при наклонном падении света, поляризованного в плоскости падения (p-поляризация). ЭЭК характеризуется величиной δ:I ( M )  I ( M ) 2 Im 12p ,I (0)(1.11)где I (M ) и I (0) - интенсивности отраженного света в намагниченном и размагниченном состояниях, соответственно, p12r12p Q sin   sin  212,(1.12)r12p - коэффициент отражения от немагнитной поверхности, определяемый фор-мулой Френеля:25  r12p    cos     sin 2     cos     sin 2   , (1.13)и θ – угол падения [3].

Характерные значения ЭЭК в видимом диапазоне составляют   103 для пленок Ni и Co [9,10].При падении s-поляризованной волны (поляризация света перпендикулярнаплоскости падения) ЭЭК наблюдается только в материалах, у которых тензор μотличен от единичного.В меридиональной конфигурации коэффициент отражения также зависитот намагниченности образца. Однако, в отличие от ЭЭК, при падении pполяризованного света в зависимости (1.10) старший член квадратичен по М.Аналогичная ситуация возникает и при падении s-поляризованного света. Притакой поляризации падающего света возникает четный по намагниченности эффект. Он экспериментально наблюдался в поликристаллических пленках Fe, Niи Co [11-14]. Для кристаллических сред тензор ε имеет более сложный вид (1.4)и интенсивностный эффект зависит также от направления намагниченности относительно кристаллографических осей и его феноменологическое описаниестановится более громоздким [15].

Поэтому для его обозначения введен терминориентационныйэффект[16].Приэтомсамэффектопределенкак1   I||  I   / I|| , где I|| и I  - интенсивности отраженного света в случае намагниченности в плоскости падения и перпендикулярно плоскости падения. Этотэффект подробно изучен для кристаллических образцов Ni [17-19]. Типичныезначения эффекта для Fe, Ni и пермаллоя в видимом и ближнем ИК диапазонахсоставляют порядка 1 ~ (0.1  1)  10 3 [17-18].26  1.4 ОбратныОе магнитооптичесские эффеектыНаряду с воздейсствием ммагнитногго поля нна световвую волнуу, возможжнытакжже обратнные магннитооптичческие эфффекты, ззаключаюющиеся в воздейсттвииоптиического пполя волнны на наммагниченнность средды. В 60-е годы пррошлого ввекабыл предсказзан обраттный эфффект Фараадея, который сосстоит в пприобретеениинамагничеенности ггиротропнной средоой, в котоорой распрространяеетсяпосттоянной нэллииптическии поляриззованная электромаэагнитная вволна (риис.

1.4) [200,21].Рис. 1.4: Обраатный эффект Фаррадея.но эффектт Фарадеяя был проодемонстррирован в парамаггнеЭкспериментальнтикаах в работте [22]. ССравнительно недаввно был продемонпнстрированн сверхбыыстрый контролль намагнниченностти ферроомагнитныых матерриалов наа временнныхштабах ппорядка несколькиних пикоссекунд в работахх ученыхх из групппымасшТ. Раайзинга [[23-26]. Так,Тв рабботе [26] обратныйй эффект Фарадея использоовандля переориеентации спиновсв ферромаггнитных ггранатовыых пленкаах. При ээтомигнут прии использоовакогеерентный оптическкий контрроль намаггниченноости достинии двух имппульсов лево- и право-циркуулярно пооляризоваанного иззлучения раврисимости от сдвига фаз двуух импулььсов намаагниченноостьной мощностти. В зави27  приобретала как нулевое значение, так и достигала удвоенной амплитуды (посравнению со случаем одного импульса).

В работе [27] показано, что аналогичный оптический контроль над намагниченностью возможен не только в ферромагнетиках, но и в других веществах, например, в антиферромагнетиках.Существование обратного эффекта Фарадея может быть продемонстрировано исходя из представлений термодинамики [20-22,28]. При облучении световой волной изотропной, магнитоупорядоченной среды, обладающей намагниченностью M, среда приобретает дополнительную энергиюUM i 0eijk gk Ei E j ,4(1.14)где  0 - диэлектрическая проницаемость вакуума.Из уравнения (1.14) следует, что электрическое поле волны с частотой ωдействует на намагниченность материала подобно эффективному магнитномуполюH eff ,направленномувдольволновоговекторасвета,причемH eff   U M M иH ieff  i 0aij e jkl E k El ,4(1.15)где aij - действительная часть коэффициента магнитооптической восприимчивости, определяющей связь между вектором гирации среды и намагниченностьюматериала ( gi  aij M j ).В случае изотропной среды уравнение (1.15) упрощается и принимает видH eff  i 0a  E  E  .4(1.16)Из уравнения (1.16) следует, что для возникновения обратного эффекта Фарадеянеобходимо, чтобы световая волна в материале имела эллиптическую поляризацию, что приводит к отличному от нуля векторному произведению E  E  , икроме того, материал на данной частоте должен обладать ненулевой магнитооп28  тической восприимчивостью.

Кроме того, обратный эффект квадратичен по амплитуде электрического поля волны. Следовательно, величина обратного эффекта Фарадея пропорциональна интенсивности внешнего поля, что подтверждается экспериментально.Также необходимо отметить, что обратный эффект Фарадея в твердых телах связан с прямым эффектом Фарадея, т.к. в выражения для них входит одна ита же величина магнитооптической восприимчивости a  .Наряду с обратным эффектом Фарадея, также возможны и другие обратныемагнитооптические эффекты.

Так, в работах [29-31] продемонстрирован обратный эффект Коттона-Мутона, заключающийся в индукции намагниченностилинейно поляризованным светом, распространяющемся по магнитной среде,помещенной во внешнее поперечное магнитное поле. Наведенная намагниченность пропорциональна внешнему магнитному полю и интенсивности падающей волны.Обратный эффект Коттона-Мутона связан с частью электромагнитнойэнергии, квадратичной по электрическому и магнитному полям [30]:UM 1 f f  E E H  H  ,4(1.17)где  - магнитная и электрическая восприимчивость второго порядка, f иf  - коэффициенты локального электрического поля, E и H - напряженностиэлектрического и магнитного полей.

Наведенная намагниченность определяетсяпроизводной M C  M  U M.HВ диссертационной работе теоретически показано существование обратного экваториального эффекта Керра (Глава V).29  2. Усиление магнитооптических эффектов в фотонных кристаллах2.1. Фотонные кристаллыВпервые идея наноструктурирования была применена для резонансногоусиления магнитооптических эффектов в одномерных фотонных кристаллах.Фотонным кристаллом называют пространственно периодический материал,период которого сравним с длиной волны оптического излучения. При работе ввидимом или ближнем инфракрасном диапазонах оптического излучения период фотонного кристалла должен составлять несколько сотен нанометров.Коэффициент прохождения, %1009080n170n2n1n2n1n260500,20,40,60,81,0Длина волны, мкмРис. 1.5: Характерный спектр оптического пропускания одномерного фотонногокристалла, состоящего из слоев с показателями преломления n1  2 и n2  1.5 .Толщины слоев d1 и d2 таковы, что n1d1  n2 d 2  0 4 , где 0  0.6 мкм .

На врезкепоказана схема фотонного кристалла.Многократная интерференция электромагнитных волн, дифрагировавшихна каждой элементарной ячейке кристалла, приводит к образованию диапазоновчастот, для которых невозможно распространение излучения по фотонному30  кристаллу, - фотонные запрещенные зоны. На этих частотах свет испытываетидеальное отражение от поверхности кристалла, в то время как на других частотах свет проходит через фотонный кристалл (рис.

1.5).Это явление представляет большую практическую и теоретическую ценность [32]. Оно может быть использовано для решения широкого спектра физических задач, связанных с локализацией [33] и эмиссией света [34]. Фотонныематериалы с фотонными запрещенными зонами позволяют создавать лазеры смикрорезонаторами [35], одномодовые светодиоды, высокоэффективные волноводы [36], высокоскоростные оптические переключатели.

Однако фотонныекристаллы даже без фотонной запрещенной зоны обладают многими интересными свойствами, связанными с дисперсией, оптической анизотропией и поляризационными характеристиками излучения внутри фотонного кристалла. Такие свойства фотонного кристалла открывают возможность создания эффективных дисперсионных компенсаторов [37], преобразователей частоты [38], современных супер-призм [39], оптических поляризаторов, фильтров и т.д.Примером одномерного фотонного кристалла являются многослойные диэлектрические пленки толщиной порядка 1 мкм, состоящие из чередующихсястеклянных слоев со специально подобранными показателями преломления (см.вставку на рис.