Автореферат (1097825), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Аналогичная ситуация0.15возникает с ППП и с волно-0.10водной ТМ-модой. Это суще-0.05ственно меняет условия воз-0.00буждения собственных волн-0.05падающей линейно поляризо-0.20-0.10(б)вTE3TE2TE1-0.15TM3TM2TM1ванной волной. Из-за наличияуквази-ТЕ-модыТМ-компонент поля она можетбыть возбуждена падающей0.08ТМ-поляризованной0.06T0чтодляволной,ненамагниченной0.04структуры невозможно. При0.02намагничивании плазмонногокристалла в нем могут воз-0.00790800810820830840850(нм )Рис. 4: Экспериментально измеренные спектры четного меридионального интенсивностного эффекта(а) и пропускания (б). Падающая волна ТМполяризована, нормальное падение, внешнее магнитное поле 160 мТл.

Стрелки показывают спектральное положение волноводных ТЕ- и ТМ-мод.Серая тонкая кривая – результат расчета величины δметодом RCWA.буждатьсядополнительныерезонансы, меняющие спектры пропускания и отражения.В результате вблизи частотэтих резонансов возникает меридиональный интенсивностный эффект, достигающий врезонансе 20% (рис. 4).12В третьей главе представлены результаты теоретического и экспериментального исследования эффекта Фарадея в плазмонных кристаллах, у которых диэлектрическая пленка намагничена перпендикулярно плоскости.

По аналогии с интенсивностными магнитооптическими эффектами следует ожидать, что в спектре эффекта Фарадея будут также наблюдаться резонансные особенности, связанные свозбуждением собственных волн структуры. Как и для меридионального интенсивностного эффекта, в данном случае играют роль ТМ- и ТЕ-волноводные модыдиэлектрической пленки.

Это связано с тем, что эффект Фарадея является поляризационным, и его можно рассматривать как результат конверсии TE- и TMкомпонент электромагнитного поля. Наряду с этим возможно и влияние ППП.Вдали от резонансов эффект Фарадея в плазмонном кристалле мало отличается от случая уединенной магнитной пленки и определяется ее толщиной.

Вблизичастот возбуждения собственных волн структуры ситуация меняется. Рассмотримслучай падения ТМ-поляризованного света. Если частота падающего излучениясовпадает с частотой ППП, то эффективная длина взаимодействия света с магнитной пленкой возрастает за счет возбуждения плазмон-поляритонной волны.

Электромагнитное поле ППП рассеивается на щелях решетки и одновременно происходит конверсия в волну ТЕ-типа, для которой условие волноводного распространения на этой частоте не выполнено, и она выходит из структуры, давая вклад впрошедшую волну. Усиление эффекта Фарадея обусловлено тем, что эффективный путь падающей TM-волны в этом случае больше, чем в нерезонансном случае.Аналогичная ситуация возникает и при возбуждении волноводной квази-ТМ моды.Если же частота падающей ТМ-поляризованной волны совпадает с частотойквази-ТЕ волноводной моды, то ситуация меняется.

При этом падающая TM-волнавыходит из структуры, поскольку для нее условие волноводного распространенияна этой частоте не выполнено, но при этом происходит конверсия в квази-TE моду. Эффективная длина распространения квази-ТЕ волны существенно больше,чем длина распространения излучения по пленке вне резонанса и эффект Фарадеяв этом случае вновь возрастает.Особая ситуация возникает в случае вырождения, когда частоты ТМ- и ТЕмод близки друг к другу или совпадают. При этом можно провести аналогию смоделью связанных осцилляторов Борна-Куна, описывающей два ортогональныхгармонических осциллятора. Если один из осцилляторов возбудить в заданномнаправлении, то за счет упругой связи возбудятся колебания второго осциллятора13в направлении, ортогональном к первому. В случае плазмонного кристалла,намагниченного в полярной конфигурации, двум ортогональным осциллятораманалогичны ТМ- и ТЕ- волноводные моды немагнитной структуры, связанныемежду собой недиагональными элементами тензора диэлектрической проницаемости, которые аналогичны упругой пружине в модели Борна-Куна.

ТМполяризованный свет возбуждает ТМ-моду, которая благодаря гиротропным компонентам тензора эпсилон оказывается связанной с ТЕ-модой. В результате возбуждается ТЕ-мода и возникает компонента электрического поля, ортогональнаяплоскости поляризации падающей волны. Эта компонента поля переизлучается вдальнее оптическое поле и в результате происходит поворот плоскости поляризации.Экспериментальное исследование эффекта Фарадея проведено в одномерныхплазмонных кристаллах, у которых ширина щелей составляет 75% от периода. Поскольку ширина щелей превышает ширину золотых полосок, то эффективностьвозбуждения распространяющихся плазмонных волн существенно меньше, чем врассмотренных выше структурах и основную роль играют локализованные плазмонные резонансы.Коэффициент усиления угла Фарадея  /  0 , где  0 - угол Фарадея для однородной магнитной пленки, не покрытой металлической решеткой, достигаетнаибольшей величины 8,8 на длине волны λ=960 нм для плазмонного кристалла спериодом 495 нм.

При этом   0,52 и  0  0,06 (рис. 5а).Ширина резонанса превышает 10 нм. Коэффициент усиления уменьшаетсяпри уменьшении периода плазмонного кристалла. В отличие от плазмонного кристалла с большим фактором заполнения золотом, в данном случае максимум углаФарадея наблюдается вблизи минимума коэффициента пропускания (рис. 5б). Несмотря на это, коэффициент пропускания достаточно большой и составляет 36%.Это связано с тем, что ширина щелей в золотой решётке примерно в 2 раза превосходит ширину золотых полосок.Рассчитанные зависимости угла Фарадея в зависимости от периода структурыи от длины волны показаны на рис.

6 для случаев, когда на структуру падает ТМили ТЕ-поляризованное излучение. Так же на эти графики наложены дисперсионные кривые для локализованной плазмонной моды, и для квази-ТЕ моды диэлектрической пленки, рассчитанные методом матрицы рассеяния. Они демонстриру-14ют, что наибольшее усиление эффекта Фарадея действительно наблюдается присближении плазмонного ТМ- и волноводного ТЕ-резонансов.(1)(2)(1)(2)(3)Рис. 5: (а) Спектры угла Фарадея, нормированного на величину угла Фарадея  0 для однородной магнитной пленки, не покрытой металлической решеткой, для трех плазмонных кристаллов с периодами d = 400 нм (кривая-1), 450 нм (кривая-2) и 495 нм (кривая-3).

На вставкепоказана конфигурация эксперимента. (б) Спектры угла Фарадея для однородной магнитнойпленки (кривая-1) и угла Фарадея (кривая-2) и коэффициента пропускания для плазмонногокристалла с d = 495 нм. Свет ТМ-поляризован и падает по нормали к образцу. Высота золотой решетки 65 нм, ширина щелей r  0.75d , толщина магнитной пленки 150 нм. Пленкаполучена методом лазерного осаждения и имеет состав, близкий к Bi3Fe5O12. Внешнее магнитное поле 120 мТл.Рис. 6: Рассчитанные методом RCWA зависимости угла Фарадея от длины волны и периодазолотой решетки в случае нормального падения ТМ-поляризованного (а) и ТЕполяризованного (б) света. Штриховые линии показывают дисперсию локализованногоплазмона (ТМ) и квази-ТЕ моды (ТЕ), рассчитанные методом матрицы рассеяния.

Геометрические параметры соответствуют образцам, исследованным в эксперименте.15Четвертая глава посвящена изучению особенностей магнитооптических эффектов, возникающих в магнитных фотонных кристаллах (МФК) - материалах спериодически модулированными оптическими свойствами.При этом рассмотрена диэлектрическаяyrоптически неоднородная среда, характеризуемая0ey exдиэлектрическойпроницаемостью ij (r )   ij (r ) . Функция  (r ) является периxодической функцией координат: (r  a )   ( r ) ,(7)где a  a1e1  a2e 2  - элементарный векторaРис. 7.

Схема поперечного сечениярассматриваемого двумерного МФК.решетки двумерного МФК (рис. 7).Влияние магнитного поля учитывалосьпри помощи вектора поляризацииPm (r )  i 0 g (r )  m  E ,(8)где  0  8,85 10 12 Ф/м, m - единичный вектор магнитного поля (или намагниченности). Из уравнений Максвелла, полагая   1 и гармоническую зависимостьэлектромагнитного поля от времени, можно прийти к следующей задаче на собственные значения:ˆ2 ˆ ˆ H 0  V  2 I  Ψ (r )  0 ,c (9)где Ψ(r )   (r )E(r ) , E(r ) - комплексная амплитуда напряженности электрического поля в МФК, Hˆ 0 Ψ(r ) 11i 2 g (r ) ˆΨ(r )  , VΨ   m  Ψ (r ) .(r )   2c  (r ) (r ) (r )Операторы Ĥ0 и V̂ являются эрмитовыми. Собственными функциями оператора Ĥ0 являются векторные функции Блоха Ψ nk (r )  u nk (r )eikr , где k - квазиимпульс фотона, n – номер соответствующей волновой зоны, u(r  ai )  u(r ) .

Характеристики

Список файлов диссертации