Автореферат (Резонансные оптические эффекты при оптическом, магнитном и акустическом воздействиях на плазмон-поляритоны в слоистых структурах), страница 2

Работа содержит 132 страницы, включает 59рисунков, 3 таблицы и 165 библиографических ссылок.Содержание работыВо Введении обоснована актуальность диссертационной работы,сформулирована цель и аргументирована научная новизна исследований,показана практическая значимость полученных результатов, представленывыносимые на защиту научные положения.Первая глава представляет собой обзор теоретических иэкспериментальных работ, посвященных общим свойствам плазмонполяритонов и методам активного управления их характеристиками, атакже оптическим и магнитооптическим свойствам структурированныхматериалов, таких как фотонные кристаллы и плазмонные структуры.Также приводится описание процесса фотовозбуждения электроновметалла фемтосекундным лазерным импульсом и соответствующегоизменения диэлектрической проницаемости металла.

В последней частиглавы приводится краткое описание численного метода связанных мод впространстве Фурье (RCWA), использованного в работе для расчетаоптических и магнитооптических свойств слоистых структур.Во второй главе теоретически рассмотрено изменение характеристикимпульсаповерхностныхплазмон-поляритонов(ППП)малойинтенсивности (сигнальный импульс) при его распространении в областинеоднородности диэлектрической проницаемости металла, котораяиндуцируется вторым импульсом ППП высокой интенсивности (импульснакачки) и связана с процессами фотовозбуждения и последующейтермализации электронов металла.

Новизна предложенного подхода8заключается в использовании импульса ППП в качестве накачки: в работахдругих авторов по активному управлению характеристиками ПППпосредством фотовозбуждения электронов металла предлагалосьприменять объемные лазерные импульсы большой интенсивности [1,2].Физические причины модификации характеристик ППП в обоих подходаходинаковы: энергия электромагнитной волны частично поглощаетсяэлектронами металла, что приводит к изменению их эффективнойтемпературы; она, в свою очередь, определяет диэлектрическуюпроницаемость металла. Таким образом, при фотовозбуждении электроновметалла меняется дисперсия поверхностной электромагнитной волны, чтоприводит к изменению характеристик сигнального импульса.

Основнымипреимуществами использования импульса ППП в качестве накачки вместолазерного импульса являются, во-первых, возможность уменьшенияпространственных масштабов управления характеристиками сигнальногоППП и, во-вторых, возможность уменьшения плотности энергииприменяемого в экспериментах лазерного излучения за счет увеличенияпоглощения энергии оптических волн в металле при возбуждении ППП.Вначалеглавыпроводитсярассмотрениепроцессовфотовозбуждения и последующей термализации электронов металла прираспространении импульса ППП высокой интенсивности. Величинаизменения диэлектрической проницаемости металла Δεm зависит отэнергии оптического импульса, поглощенной в металле, и, следовательно,от плотности энергии лазерного импульса накачки Ф0.

Типичные значенияплотностей энергии Ф0, при которых наблюдались относительныеизменения диэлектрической проницаемости Δεm/εm до 7%, составляют1,3-4 мДж/см2. Такие большие значения Ф0 необходимы из-за высокихзначений коэффициента отражения металлических поверхностей и, какследствие, слабого поглощения энергии импульса накачки.

Привозбуждении ППП до 100% энергии объемного лазерного импульсапереходит в поверхностную волну, и электромагнитное поле локализуетсявблизи границы раздела металл/диэлектрик, что приводит к увеличениюпоглощения оптической энергии в металле. Поэтому, при распространенииимпульса ППП происходит большее изменение температуры электронов9ΔTe, чем в случае объемного лазерного импульса при той же плотностиэнергии Ф0. Также при фотовозбуждении электронов импульсом ПППмаксимум индуцированного изменения диэлектрической проницаемостиметалла Δεm движется вдоль границы металл/диэлектрик совместно симпульсом накачки, вдоль оси x.

В главе приведено численное описаниепространственно-временных изменений диэлектрической проницаемостиметалла Δεm(x,t) c учетом экспериментальных данных из работ другихавторов, а также спектральной зависимости Δεm(λ), описаннойтеоретически в работе [3].Далее в главе изложен вывод системы уравнений для медленноменяющихся амплитуд импульсов ППП накачки и сигнального. Привыводе учтены дифракция, поглощение, нелинейное самовоздействие ииндуцированная в металле неоднородность Δεm.

В пренебрежениивлиянием слабого сигнального импульса ППП на мощный импульснакачки, система уравнений для медленно меняющихся амплитудимпульсов Aj имеет вид:Apx iDp 2 Ap 2 i p ( x, ) Ap   p Ap  0,(1)AsAs 2 As(2) iDs i s ( x, ) As   s As  0,x 2где τ = t - x/up – временная координата, связанная с групповой скоростьюимпульса накачки u p  (  ) | p ; значение τ = 0 фс соответствует центруимпульса накачки; индексы p и s относятся к импульсам ППП накачки исигнальномусоответственно;D j  0,5   2  j  2 j–коэффициентдисперсии групповой скорости; ν = 1/us-1/up – расстройка групповыхскоростей импульсов; Γj – мнимая часть постоянной распространения βj,Δβj имеет вид: m ( Ap ,  j , x, )  03 j,(3) j ( x, ) 2 m2 ( j )k02 jk0j – волновое число света в воздухе на центральной частоте импульса ωj.Далее в главе приводятся результаты решения системы (1-2) и анализизменений временной задержки между импульсами ППП и ихдлительностей.

При численном решении системы изменялись начальные10задержка между импульсами τс и начальной длительности каждого изимпульсов τ0pump и τ0s. На Рис. 1 представлены результаты численногорасчета относительного сжатия сигнального импульса η=(τ0f - τ0s)/τ0s, гдеτ0f – конечная длительность сигнального импульса ППП (Рис. 1(а)), исмещения центра сигнального импульса по сравнению со случаем слабойнакачки (Рис. 1(б)) при изменении начальной задержки междуимпульсами τс.В результате продемонстрировано, что итоговые длительностиимпульсов плазмон-поляритонов после взаимодействия зависят отначальной временной задержки между ними. Обнаружено, что конечнаядлительность импульса после распространения может изменяться на 30%по сравнению с начальной.

Показано, что изменение временной задержкимежду двумя фемтосекундными импульсами плазмон-поляритонов зависитот параметров импульсов и может составлять до 25 фс.Третьяглавапосвященарассмотрениюособенностеймагнитооптических эффектов – эффекта Фарадея, экваториальногоэффекта Керра и обратного эффекта Фарадея – при возбужденииповерхностных плазмон-поляритонов. Глава состоит из трех частей.В первой части главы рассмотрены возникновение намагниченности(а)(б)Рис.1. Зависимости (а) величины относительного сжатия сигнального импульса η и (б)смещения его центра от начальной задержки между импульсами ППП для ихразличных начальных длительностей (черные линии: τ0pump = τ0s = 30 фс; красные линии:τ0pump = 30 фс, τ0s = 45 фс; синие линии: τ0pump = 45 фс, τ0s = 30 фс; зеленые линии: τ0pump =τ0s = 45 фс;). Конечная амплитуда сигнального импульса ППП для каждого случаяизображена пунктирной линией.11структуры вследствие обратного эффекта Фарадея при распространенииуединенного плазмон-поляритона и особенности эффекта приинтерференции нескольких плазмон-поляритонов.

Для появлениянамагниченности материала вследствие обратного эффекта Фарадеянеобходимо, чтобы распространяющаяся в среде электромагнитная волнаимела ненулевое векторное произведение [ExE*], где Е – комплекснаяамплитуда напряженности электрического поля волны, астериск означаеткомплексное сопряжение [4,5]. Для объемных волн ненулевоепроизведение [ExE*] означает наличие эллиптичности.

В поверхностныхплазмон-поляритонах компонента напряженности электрического поля,направленнаявдольграницыразделасред,икомпонента,перпендикулярная этой границе, смещены друг относительно друга пофазе на π/2. Следовательно, даже при распространении уединенногоплазмон-поляритона модуль векторного произведения [ExE*] не равеннулю.

Также он не меняется со временем и постоянен вдоль всей границыраздела.Наряду со случаем распространения уединенного ППП в главерассмотрено изменение векторного произведения [ExE*] в тех случаях,когда на границе раздела металл/диэлектрик возбуждаются дваповерхностных плазмона и более. Вследствие интерференции несколькихповерхностных плазмон-поляритонов произведение [ExE*] ужеx, мкм(д)(EE*)x, мкм(г)[ExE*]zy, мкм(в)[ExE*]zy, мкм(б)y, мкм(EE*)y, мкм(a)x, мкмx, мкмРис. 2.

Распределения (EE*) (а), (в) иz-компоненты вектора [ExE*] (б), (г) на границеразделавоздух/золото(обевеличинынормированы на их значения при распространенииуединенного ППП) при распространении трехППП. Схема распространения представлена нарис. (д), угол θ равен 45° (a, б) и 90° (в, г).Плазмон-поляритоны возбуждаются светом сдлиной волны 640 нм.12пространственно неоднородно вблизи границы сред (Рис. 2). Также векторm~[ExE*], а, следовательно, и намагниченность, приобретаемая образцомвследствие обратного эффекта Фарадея, уже не лежат в плоскости,параллельной границе раздела сред, и имеют ненулевую компоненту,ортогональную этой границе. Одновременно с этим происходит локальноеизменение интенсивности электрического поля в областях, размерамипорядка λ/3, где λ – длина волны света в воздухе, возбуждающего ППП.Во второй части главы рассмотрено взаимодействие двухплазмонных мод, возбуждаемых на противоположных границах золотойрешетки, и влияние каждой из мод на величину экваториального эффектаКерра в магнитоплазмонном кристалле, содержащем слой магнитногодиэлектрика (Рис.

3(а)).При возбуждении ППП на границе золото/воздух экспериментальнонаблюдается ненулевое значение магнитооптического экваториальногоэффекта Керра (ЭЭК). Это происходит вблизи точек пересечениядисперсионных кривых ППП на противоположных границах золотойрешетки (Рис. 3(в)). Предположительно, величина ЭЭК при возбужденииППП на границе золото/воздух не должна быть столь значительной, т.к.электромагнитное поле волны в этом случае локализуется, в основном, ввоздухе и слабо взаимодействует с магнитным диэлектриком.Наличие ненулевого ЭЭК при возбуждении ППП на границевоздух/металл при одновременном возбуждении ППП на границеметалл/магнитный диэлектрик может быть объяснено в терминах моделисвязанных осцилляторов.

В рамках этой модели ППП, возбуждаемые надвух границах металлической решетки, можно рассматривать как дваосциллятора, которые связаны друг с другом из-за конечной толщинырешетки и наличия воздушных щелей. Тогда собственные частоты каждойиз плазмонных мод описываются выражением:2 1 2a  b2  (a2  b2 )2  41 2 ,2(4)где ωa и ωb – парциальные частоты осцилляторов, т.е. частоты ППП награнице воздух/металл и металл/магнитный диэлектрик соответственно,η1,2 – коэффициенты связи, зависящие от параметров решетки. Если ωa и13ωb различаются между собой значительно, т.е. | ωa2 - ωb2 | ≫12 , тогдаоба ППП почти не связаны друг с другом и ω± ≈ ωa, ωb. По мере того, какωa и ωb становятся ближе друг к другу, взаимодействие ППП на двухграницах усиливается, и ω± начинает зависеть от каждой из частот ωa и ωb.Резонансная частота ωb зависит от намагниченности образца.Следовательно, из-за наличия связи между двумя модами, обе частоты ω±смещаются при наличии внешнего магнитного поля.