Нелинейная магнитооптика слоистых структур, страница 3

Величина наблюдаемого эффекта зависит от пространственногораспределения интенсивности излучения внутри структуры и от коэффициента пропускания ФК:∆n = n2 I N L ∝ |b(λ)|2 · T (λ),где введен b(λ) - коэффициент Боррманна, характеризующий степень локализации электрического поля в нелинейных слоях структуры:EωN L = b(λ)t(λ)EωinЗдесь Eωin - поле накачки на входе в ФК, t(λ) - коэффициент пропусканияпо электрическому полю, |t(λ)|2 = T (λ). Поскольку в доступной для измерения области - на краю ФЗЗ - коэффициент пропускания ФК меняется весьмарезко, полученные кривые были нормированы на коэфициент пропусканияФК T (λ), спектр которого представлена на рис.

3,а. Полученная спектральная зависимость квадрата модуля коэфициента Боррманна |b(λ)|2 представлена на рис. 3,б. Отметим, что нелинейную восприимчивость χ(3) (ω = ω + ω − ω)мы считали постоянной в этой спектральной области.На рис. 3,б представлен спектр введенного нами фактора Боррманна|b(λ)|2 , который характеризует степень локализации поля в слоях определенного типа, в данном случае, Bi:YIG. Наблюдаемое уменьшение фактора Боррманна в несколько раз при увеличении длины волны, очевидно, может быть-9 -Рис.

3: а) Спектр коэффициента пропускания ФК. Угол падения излучения0◦ . б) Спектральная зависимость коэффициента Боррманна |b(λ)|2 в окрестности длинноволнового края ФЗЗ фотонного кристалла.интерпретировано как перераспределение электромагнитного поля из слоевграната в слои диоксида кремния при отстройке от положения максимальнойлокализации на краю ФЗЗ.Глава 3. Генерация магнитной второй гармоники в гранатовых фотонных кристаллахРанее при описании z-сканирования образцов на основе легированного висмутом железо-иттриевого граната фотоннокристаллические и микрорезонаторные свойства рассматривались по отдельности, независимо друг от друга:усиление нелинейно-оптических эффектов достигалось в первом случае накраю фотонной запрещенной зоны (ФЗЗ), а во втором - в окрестности микрорезонаторной моды. При этом различались и механизмы усиления эффектов:на краю зоны ФК важную роль играла локализация электромагнитного поляв слоях определенного типа и уменьшение групповой скорости распространения излучения в структуре, а в окрестности моды решающее значение имелорезонансное возрастание электромагнитного поля в дефектном слое и многопроходный характер распространения излучения.

В третьей главе исследуется квадратичный магнитооптический отклик структуры, совмещающей в себемикрорезонаторные и фотоннокристаллические свойства. Исследуемый образец состоял из 21 чередующихся слоев железо-висмутового (BIG) и самарийгадолиниевого (SGG) гранатов, при этом один из слоëв BIG был ”дефектным”и имел удвоенную толщину.

Поскольку вещество с оптической нелинейностью-10 -(BIG) содержится как в микрорезонаторном дефектном слое, так и в брэгговских зеркалах, это позволяет образцу с точки зрения нелинейной оптикисочетать в себе свойства фотонного кристалла и микрорезонатора.Спектр коэффициента пропускания такой структуры приведен на рис.1,а.

В нелинейно-оптических экспериментах в качестве источника излученияиспользовался титан-сапфировый лазер со следующими параметрами: длительность импульса ≈ 80 фс, частота повторения 80 МГц, средняя мощность≈ 100 мВт, длина волны 730–850 нм. На рис. 4 показаны спектры генерациивторой гармоники (ВГ), на которых видно усиление квадратичного откликакак в окрестности микрорезонаторной моды (рис.4,а), так и в окрестностидлинноволнового края фотонной запрещенной зоны (рис.4,б). Сплошнымилиниями на графиках показан результат модельных расчетов с помощью метода матриц распространения, в которых нелинейность предполагалась равномерно распределенной в слоях BIG.Рис.

4: Спектры интенсивности ВГ а) в окрестности МР моды, угол падения 5◦ , и б) в области длинноволнового края запрещенной зоны образца,угол падения 60◦ . P-p геометрия. Расчет методом матриц распространения(сплошные линии) и экспериментальные данные (точки).В качестве механизмов усиления генерации ВГ можно выделить, в случаемикрорезонаторной моды, локализацию излучения в дефектном слое с высокой нелинейностью, а для длинноволнового края ФЗЗ существенную рольиграет фазовый квазисинхронизм волн накачки и ВГ.В обоих спектральных диапазонах были исследованы нелинейнооптические магнитные эффекты, для чего образец помещался в магнитное-11 -поле величиной до 2 кЭ.

На краю ФЗЗ на длине волны 826 нм магнитный↑↓ (2ω)контраст ρ2ω = II ↑ (2ω)−Iв геометрии экваториального эффекта Керра со(2ω)+I ↓ (2ω)ставил 15 и 5 % для s- и p-поляризаций излучения накачки, соответственно. Вгеометрии меридионального эффекта Керра поворот плоскости поляризацииВГ составил около 16◦ . В окрестности микрорезонаторной моды в геометрииэффекта Коттона-Мутона поворот плоскости поляризации ВГ составил около70◦ -80◦ в зависимости от поляризации излучения накачки.

В геометрии экваториального магнитооптического эффекта наблюдалась сильная зависимостьвеличины магнитного контраста от угла падения излучения; при измененииугла падения от 5◦ до 30◦ магнитный контраст при p-поляризованной накачке уменьшался с 48% до 4%, в случае s-поляризованного излучения накачкиизменение составляло от 22% до 7%.Магнитный вклад в сигнал ВГ может быть описан путем введения магнитоиндуцированной добавки к вектору нелинейной поляризации P, величинакоторой зависит от соотношения кристаллографических и магнитоиндуцированных компонент тензора квадратичной восприимчивости χ(2) .

Для структуры, обладающей классом симметрии m∞, то есть, изотропной в плоскостиобразца, в зависимости от комбинаций поляризаций излучения накачки и ВГможно выделить следующие ненулевые компоненты тензора квадратичнойвосприимчивости [9]:s-поляризация накачкиχzyyχxyyp-поляризация накачкиχzxx , χxzx , χzzzχxxx , χzzx , χxzzТаблица 1: Немагнитные (верхняя строка) и магнитные (нижняя строка)ненулевые компоненты тензора χ(2) для материала с симметрией ∞mС физической точки зрения объяснение наблюдаемой зависимости ρ2ω заключается в различной угловой зависимости магнитной и немагнитной компонент ВГ. Если при нормальном падении интенсивность немагнитной ВГ обращается в нуль, поскольку z-компонента (перпендикулярная к поверхностиобразца) электрического поля в этом случае просто отсутствует, то магнитный вклад существует и при нулевом угле падения.

Это соображение былоподтверждено расчетами, за основу которых была взята работа [10], в которойрассматривается генерация ВГ от нелинейной плоскопараллельной пластины.Для s-поляризованного излучения накачки можно ввести отношение абсолютных величин магнитной и немагнитной компонент тензора квадратичной восприимчивости ξ = χzyy /χxyy и фазовый сдвиг δ между ними; вместе-12 -с углом падения эти параметры целиком определяют величину магнитногоконтраста в сигнале ВГ. В случае, когда излучение накачки p-поляризовано,в генерации ВГ принимают участие шесть компонент χ(2) , каждая из которыхопределяется своей амплитудой и фазой, что дает двенадцать неизвестных.Каждая из компонент, будучи свернута с квадратом электрического поля накачки, по-своему зависит от угла падения, что не позволяет факторизоватьполное выражение к амплитуде, фазе и функции угла падения.

Тем не менее, для каждого угла падения можно ввести эффективные величины ξ, δ,что и было сделано в работе. Используя угол падения излучения, отношениеабсолютных величин ξ и фазовый сдвиг δ компонент тензора квадратичнойвосприимчивости, ответственных за генерацию ВГ в различных геометрияхполяризаций как параметры, полученные данные были объяснены в рамкахвышеописанной модели.Рис. 5: Зависимости магнитного контраста от угла падения излучения дляp- (а, заполненные точки) и s-поляризованного (б, пустые точки) излучениянакачки.

Сплошные линии - результат аппроксимации в рассмотренной вышемодели.На рис. 5,а,б вместе с экспериментальными точками приведены расчетныезависимости магнитного контраста от угла падения излучения (сплошные линии) для p- и s-поляризованного излучения накачки, соответственно. В рамках этой модели оказалось возможным оценить отношения компонент прикоторых расчетные кривые хорошо описывают данные эксперимента. Дляs-поляризованного излучения накачки были найдены следующие значения:ξs = 0.02 ± 0.005, δs = 66◦ ; последнее хорошо согласуется с данными эксперимента, согласно которым δs ≈ 70◦ .

Для p-поляризации излучения накачки, гдев генерации ВГ участвуют сразу несколько компонент χ(2) , введенное эффек-13 -тивное значение ξp составило около 0.03, а сдвиг фаз δp оказался примерноравным 80◦ .Глава 4. Сверхбыстрый транспорт спин-поляризованных носителейВ четвертой главе проводится изучение сверхбыстрой динамики спинполяризованных электронов в бислойных металлических эпитаксиальныхпленках Au/Fe/MgO. Толщины слоя железа составляли 3 и 15 нм, золота- 50 и 100 нм. Образец находился в магнитном поле около 500 Э, приложенном перпендикулярно плоскости падения излучения.