Автореферат (1097825), страница 4

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

Текст из файла (страница 4)

Собственные значения n (k ) образуют “полосатый” спектр с чередующимися разрешенными и запрещенными зонами. Обусловливающий существование магнитооптических эффектов оператор V̂ рассмотрен как возмущение. При этом использован аппарат теории групп. Магнитооптические эффекты изучались в районе экстремальных (высокосимметричных) точек зоны Бриллюэна, в которых закономерности распространения света кардинально отличаются от таковых в случае про-16странственно однородных сред. В первом порядке теории возмущений полученыследующие результаты.Установлено, что в продольной геометрии, в которой k || m || e x (магнитное поле ориентировано в базисной плоскости XY МФК), происходит конверсия модТЕ↔TM – эффект, аналогичный эффекту Фарадея.

Угол Фарадея на единице длины материала зависит от частоты излучения  и возрастает при приближении частоты  к экстремальным частотам фотонных зон  n :02Q ω  1   ω0 ω  k κ   κ 222β β1/2,(10)где Q - усредненный по периоду магнитооптический параметр Q  g  , β - коэффициент кривизны фотонной зоны. Уравнение (10) можно переписать в терминах групповой скорости vg :  Q ω 2vg .(11)В соответствии с выражением (11) удельный угол Фарадея обратно пропорционален групповой скорости vg0.8и принимает наибольшие0.7значения в области частот,Ф, рад/м0.60.5гдегрупповаяскорость0.4стремится к нулю.Максимальная0.3вели-0.2чина эффекта Фарадея до-0.1стигается0.00.9800.9850.9 900.9951.000λ λ n0Рис.

8: Зависимость удельного угла Фарадея от λ λ n0 .Точки – экспериментальные данные для трехмерногоМФК, состоящего из кварцевых сфер, промежутки междукоторыми заполнены насыщенным раствором нитратадиспрозия в глицерине. Диаметр сфер d  260 нм; диэлектрические константы для кварца и магнитной жидкости: ε silica  2.0 , ε liquid  2.2 ; индукция внешнего магнит-ного поля Bext  33.5 мТл, Q  1  10 7 ).

Сплошная линия –теоретическая зависимость, рассчитанная по формуле(10).Границафотоннойзонысоответствуетλ n0  566.5 нм.ственноневнепосредкритическойточке ω n0 , а вблизи нее.Это обстоятельство является важным, т.к. при частоте излучения, совпадающей с критической частотой, коэффициент пропускания резко уменьшается, что сильно осложняетнаблюдение и использова-17ние эффекта Фарадея. Поэтому желательно работать на частотах вблизи критической частоты.В МФК, для которого магнитооптический параметр Q ~ 10 3 , угол Фарадея достигает величины 20  мкм в ближнем инфракрасном диапазоне частот, что примерно в 30 раз превышает значение угла Фарадея в случае однородной среды, обладающей тем же значением Q .

Это явление перспективно для создания миниатюрных оптических изоляторов в интегральной оптике.Сравнение теоретической зависимости (10) угла Фарадея от частоты с аналогичной экспериментально полученной зависимостью для трехмерного МФК показывает хорошее согласие теории и эксперимента и демонстрирует возможностьприменения развитой теории в ряде случаев и для трехмерных МФК (рис. 8).В геометрии Фохта ( k  m; k || e x ; m || e z ) возникает эффект магнитного двулучепреломления – относительный сдвиг фаз между ТМ и ТЕ модами.

При приближении частоты  к экстремальной частоте ω n сдвиг фаз, также как и угол Фара0дея, резко возрастает.В пятой главе теоретически рассмотрены обратные магнитооптические эффекты в плазмонных структурах. Поскольку эффективное магнитное поле, возникающее в результате обратного эффекта Фарадея, пропорционально мнимой частивекторного произведения m  Im([E  E ]) , где E - вектор напряженности электрического поля электромагнитной волны, то для возникновения обратного эффектаФарадея необходимо, чтобы электромагнитное поле в магнитной среде имело эллиптическую поляризацию. Кроме того, для возможности эффективного воздействия на намагниченность среды необходимы большие значения эффективногомагнитного поля, т.е. большие значения амплитуды электрического поля электромагнитной волны.

Как правило, для выполнения этих двух условий используютимпульсы циркулярно поляризованного лазерного излучения большой интенсивности (~ 1кВт/мкм2). Однако оказывается, что отличное от нуля векторное произведение m в магнитной среде можно получить и без использования циркулярнополяризованной подсветки.Компоненты электрического поля ППП, распространяющегося вдоль границыраздела между металлом (при z  0 ) и диэлектриком ( z  0 ), E x и E z имеют сдвигпо фазе на  2 , что приводит к ненулевому векторному произведению в диэлектрике и в металле:18 2exp( 2 2 z ) j, z  0(  0 d ) 2, 12m  2 Aexp( 2 1 z ) j, z  0(  0 m )2m  2 A2где A – амплитуда ППП,  1 и(12) 2 определяют глубину затухания электромагнитно-го поля внутрь двух сред, и β - волновое число ППП, j - единичный вектор в плоскости границы раздела между металлом и диэлектриком и перпендикулярныйнаправлению распространения ППП.

Таким образом, ППП создает постоянноеэффективное магнитное поле в магнитной среде. Причем это поле направлено вплоскости образца, в отличие от эффективного магнитного поля, создаваемого приобратном эффекте Фарадея, которое направлено по нормали к образцу. Другимважным отличием является то, что такой уединенный плазмон может быть возбужден линейно-поляризованным светом, имеющим p-поляризацию.

Такая конфигурация соответствует ЭЭК, поэтому явление возникновения эффективного магнитного поля при распространении ППП может быть названо обратным ЭЭК.Обратный ЭЭК может возникать и без возбуждения плазмонных волн. Показано, что эффективное магнитное поле возникает при наклонном падении pполяризованной волны на магнитную среду, имеющую мнимую часть показателяпреломления. Такое возможно, если материал обладает оптическими потерямии/или является металлом, т.е.

имеет отрицательную действительную часть диэлектрической проницаемости. Получено выражение для возникающего при этом эффективного магнитного поля:2H eff 2a Ei t12  exp(2k0 n z )8 n 1   2  k0k 0  N  ,(13)где a - действительная часть коэффициента магнитооптической восприимчивости,определяющей связь между вектором гирации среды и намагниченностью материала ( g  aM ), Ei - напряженность поля падающей p-поляризованной волны,k0   c , t12  2 cos  i ( n cos i  cos  t ) , i - угол падения, sin t  n 1 sin i ; n  n 1  i - комплексный показатель преломления ферромагнетика.Рассмотрим обратный ЭЭК в плазмонных структурах. Из уравнения (13) следует, что в рассматриваемой конфигурации эффективное магнитное поле появляется только в материалах, имеющих мнимую часть показателя преломления.

Этоозначает, что электромагнитная волна должна затухать внутри ферромагнитной19среды. Такое возможно, если материал обладает оптическими потерями и/или является металлом, т.е. имеет отрицательную действительную часть диэлектрической проницаемости.

Однако, если магнитная пленка достаточно тонка, чтобы светдостигал ее нижней поверхности и отражался обратно, то эффективное магнитноеполе возникает даже в среде с чисто вещественным показателем преломления.В плазмонных кристаллах ЭЭК усиливается. Так, в периодической решеткеникеля эффективное магнитное поле достигает 5000 Э вблизи поверхности никеляпри освещении решетки 40 фс лазерными импульсами с пиковой интенсивностью500 Вт/мкм2 (рис. 9).Расчеты показывают, что в плазмонных кристаллах также усиливается обратный эффект Фарадея. При этом эффективное магнитное поле возрастает примернона один порядок величины.Шестая глава посвящена управлению дисперсией ППП в плазмонных кри-сталлах с помощью фемтосекундных лазерных импульсов, а также приповерхностных акустических волн.

Если энергия падающего лазерного импульса достаточно велика, то оптическое излучение вызываетсверхбыстрые изменениядиэлектрической прони-100 nm(a)100 nm(b)(б)2.0цаемости металла, кото-1.0рые в свою очередь про-0.0являются в сверхбыст-|H w|/|H wi|10000-1000-2000-3000-4000-5000H eff (Oe)Рис. 9: (а) Распределение модуля магнитного поля |Hw|электромагнитной волны в плазмонном кристалле перфорированного никеля на подложке из диоксида кремния (схемакристалла изображена на вставке), нормированного на амплитуду магнитного поля падающей волны |Hwi|.

(б) Распределение эффективного магнитного поля Heff, индуцированного в плазмонном кристалле лазерным импульсом. Нарисунке изображены три периода структуры. Пиковая интенсивность лазерного импульса 500 Вт/мкм2; длительностьимпульса 40 фс. Период структуры d = 400 нм, ширина щели 120 нм, толщина никелевой пленки 100 нм.рых изменениях коэффициентовотраженияипрохождения.Наблюдениесверх-быстрых изменений оптических свойств плазмонного кристалла проведенонейнойметодомнели-спектроскопии«накачки-зондирования»(«pump-probe») с фемтосекунднымвременным20разрешением. При этом плоскость падения импульса накачки перпендикулярна кщелям плазмонного кристалла, а плоскость падения зондирующего импульса параллельна щелям (рис.

10).Регистрировалась временная зависимостьотносительных изменений коэффициентовпрохождения и отражения T / T и R / R ,вызванных действием импульса накачки.Наибольшие значения величины T / Tнаблюдаются на частотах, соответствующихвозбуждению ППП одновременно и импульсом накачки, и импульсом зондирования.Это обусловлено тем, что при возбужденииРис. 10: Плазмонный кристалл иконфигурация падения излучения.ППП импульсом накачки значительно увеличивается плотность энергии электромаг-нитного излучения в приповерхностном слое золотой решетки, что приводит кувеличению поглощенной золотом энергии, а, следовательно, и к усилению воздействия электромагнитного излучения на оптические свойства золота.

С другойстороны, при возбуждении ППП зондирующим импульсом в спектрах T и Rнаблюдаются резонансы Фано, которые чувствительны к изменениям оптическихсвойств золота.Зависимости сверхбыстрых изменений T / T и R / R могут быть описаныследующим образом2I D j e t /   12 Aj 1  erfIt   2 j  e 2 j2t  j 12 B j 1  erf t   ,  (14)где I  R, T ; j  R , T ; erf – функция ошибок,  j - время релаксации. При этомпредполагается, что временная зависимость интенсивность импульса имеет гауссов профиль с длительностью импульса на уровне половины амплитуды D  2 ln 2 . В уравнении (14) первое слагаемое соответствует быстрому (без вре-мени нарастания) отклику системы, который следует автокорреляционной функции лазерного импульса. Второе и третье слагаемые в (14) описывают вклад, связанный с фотоиндуцированным возбуждением электронов и последующей релаксацией их энергии в золоте.

Он характеризуется быстрым ростом и последующиммонотонным спадом сигнала со временем спада  j до постоянного уровня B j .21Эволюция T / T и R / R на разных частотах представлена на рис. 11. ИT / T , и R / R меняют знак в области энергии от 1.60 – 1.66 эВ. Данные зависи-мости могут быть объяснены сдвигом и уширением резонансов Фано в спектрах Ти R. Важно отметить, что времена релаксации  T и  R так же зависят от энергиифотонов зондирующего импульса (рис. 11г). Это свидетельствует о наличии нескольких вкладом в T / T и R / R , которые имеют выраженную спектральную зависимость, обусловленную геометрической структурой кристалла.Рис. 11: Временные зависимости T / T (a) и R / R (б) при различной энергии фотонов зондирующего импульса.

Характеристики

Список файлов диссертации