Автореферат (1097825), страница 5

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

Текст из файла (страница 5)

Сплошные линии в (а, б) представляют собой результат аппроксимации данных в соответствии с уравнением (14). Спектральная зависимость амплитуд AT и AR(в) и времен релаксации  j (г) сверхбыстрых сигналов в прохождении (j = T , заполненныекружки) и отражении (j = R, незаполненные квадратики), полученные из аппроксимацииданных эксперимента уравнением (14). Вертикальные стрелки указывают энергию возбуждения ППП импульсом зондирования.Полученные результаты объяснены изменениями диэлектрической проницаемости золота, которая может быть представлена в виде: p2m  1 1ib  i  2ib ,   i (15)22где  p - плазменная частота,  - частота электронных столкновений, 1ib и  2ib действительная и мнимая части диэлектрической восприимчивости, связанной смежзонными переходами.

Фотовозбуждение электронов и их последующая релаксация приводят к временной эволюции  , 1ib и  2ib . При этом наилучшего согласия данных эксперимента с результатами моделирования на основе метода RCWAдостигается при1ibib12 0.4 10 , 2ibib2 2.6 102 и    3.0  102 .В экспериментах по акустическому воздействию на плазмонные кристаллывозбуждался биполярный импульс механической деформации путем воздействияимпульсом лазерного излучения продолжительностью 40 фс и плотностью энергии порядка 10 мДж/см2 на слой алюминия, напыленный на подложку структуры.Амплитуда генерированного импульса деформации составляла 10-3, а продолжительность ‒ 10 пс. При этом получена модуляция плазмонного резонанса в плазмонном кристалле на частотах вплоть до 110 ГГц посредством импульса приповерхностной акустической волны, возбужденного при дифракции объемной акустической волны на металлической решетке.

Связанный с модуляцией резонансасигнал R / R показан на рис. 12.ΔR / RРис. 12: Временная зависимость интенсивности отраженной волны при комнатной температуре для   50 нм (верхняя кривая) и  1 нм (нижняя кривая) (   800 нм,  5и W ~ 10 мДж/см2).В седьмой главе исследуется распространение плазмонных импульсов по градиентному плазмонному кристаллу с медленно меняющимися в пространстве геометрическими параметрами (например, высота диэлектрической решетки) (вставка, рис. 13).

В рамках метода ВКБ получена система уравнений, описывающая ди-23намику плазмонного пакета, распространяющегося по градиентному плазмонномукристаллу:κ 0   ˆ rr r0  ˆ rκ κ 0r0 ˆ κr r0  ˆ κκ κ 0r0 κ 0,(16)где r0 t    d 3 r H (r, t ) r , κ 0 t    d 3 κ C (κ , t ) κ - положение центра пакета в r- и22k-пространствах, соответственно, C (κ , t ) - коэффициенты разложения магнитногополя ˆ fgплазмонногопакетаH(r , t )пофункциямБлоха,тензоры u uu u i , f, g  r, κ , и α, β  x, y , z описывают кривизну Берfggf  ри.

Кривизна Бэрри отлична от нуля, например, в случае, когда  (κ )   ( κ ) . Такиеособенности дисперсии плазмонов возникают в магнитном поле или в структурахс нарушенной пространственной инверсией.В случае, когда кривизна Бэрри равняется нулю уравнение (16) упрощаютсядо одного слагаемого в правой части каждого уравнения.

В этом случае, первое изуравнений (16) аналогично уравнению, описывающему движение электрона в кристалле при наличии внешнего электрического поля E : k   eE .Изменение высоты диэлектрической решетки градиентного плазмонного кристалла меняет дисперсию ППП вдоль оси Оx. Изменение локального закона дисперсии ППП приводит к возникновению эффективной силы, действующей на него.При распространении плазмонного пакета по градиентному кристаллу возможен режим осцилляций Блоха, при котором происходит разворот пакета и движение в противоположную сторону.Рассмотрим более детально различные сценарии распространения плазмонного пакета, относящегося к первой плазмонной зоне.

При этом большое значениеимеет расщепление дисперсионных кривых на краю зоны Бриллюэна, создающеезапрещенную зону между первой и второй дисперсионными зонами. Кроме того,важна и величина эффективной силы ω h . Из рис. 13а следует, что величинаω h принимает наибольшие значения для тонкой решетки и монотонноуменьшается с ростом h почти до нуля при h>240nm. Так же на рис.

13а показанычастоты границ первой и второй дисперсионных зон при κ  π d в зависимости h.24Видно, что две зоны разделенызапрещенной зоной, ширина которой зависит от толщины диэлектрика и достигает наибольшей величины при h~100 нм.Обозначимωaandωbменьшую и большую частотыграниц запрещенной зоны (рис.13а). Существует несколько возможных вариантов распространения ППП вдоль клина в зависимости от величины центральной частоты ω 0 относительно ω aи ω b и от спектральной шириныпакетаω(рис. 13б). Еслиω 0  ω a и импульс имеет доста-точно маленькую спектральнуюширину ( ω  ω a  ω 0 ), то плазмонный пакет движется, замедляясь, пока не достигнет областис h  240 нм (штрих-пунктирнаяРис.

13: (а) Эффективная сила ω h и частотыграниц первой (сплошная кривая) и второй(штриховая кривая) зон при κ  π d в зависимости от высоты решетки h. (б) Зависимостиположения центра пакета, определённого черезлокальную толщину клина, от времени. Начальное условие: h0 (0)  30 нм. Показаны три случая:(i) распространение без отражения ( ω 0  0, 97 эВ,штрих-пунктирная линия), (ii) распространениес частичным отражением и туннелирование( ω 0  1, 27 эВ, сплошная линия) и (iii) распространение с отражением и без туннелированияω 0  1,14 эВ (штриховая линия).

Период диэлектрической решетки d=280 нм и ширина щелей r=60 нм. Угол диэлектрического клинаα  0, 4 . Вставка: рассматриваемый градиентный плазмонный кристалл.красная линия на рис. 13б). После этого он движется равномерно.Если ω 0  ω b и ω  ω 0  ω b ,то замедленное движение пакетаприводит к его остановке и последующему развороту и ускорению.

Поскольку запрещенная зона имеет конечную величину, то,как отмечалось ранее, часть пакета туннелирует во вторую зону.Туннелировавшийплазмонный25пакет продолжает движение в сторону увеличения толщины клина, аналогичнотому, как это было для ППП из первой зоны. Волновое число увеличивается отκ  -/d . Если на дисперсионной диаграмме пакет входит в световой конус, то егоэнергия излучается в объемную волну.В промежуточном случае, когда ω a  ω 0  ω b и спектральная ширина импульса очень мала: ω  ω b  ω a .

Данные условия приводят к тому, что практическивсе временные гармоники, составляющие импульс, находятся внутри запрещеннойзоны, что исключает процесс туннелирования (штриховая линия на рис. 13б). Вданном случае происходит только отражение волнового пакета от области решетки, в которой κ  -/d .Если спектральная ширина плазмонного импульса достаточно велика, то возникает суперпозиция рассмотренных выше случаев: часть временных гармоникплазмонного пакета отражается и туннелирует, в то время как другие гармоникираспространяются без отражения.В Заключении приводятся основные результаты работы.

В конце диссертациипомещён список цитируемой литературы.Основные результаты диссертационной работыПо Главе II.1. Предложен и разработан новый наноструктурированный материал - магнитныйплазмонный кристалл, позволяющий эффективно управлять интенсивностьюпрошедшего или отраженного излучения и плазмон-поляритонами посредствомвнешнего магнитного поля. Магнитный плазмонный кристалл состоит из однородного слоя ферромагнитного диэлектрика (редкоземельный феррит-гранат сзамещением висмутом) на немагнитной подложке, на поверхность которогонанесен слой благородного металла (золото), перфорированный периодическойсистемой щелей или отверстий. Период металлической решетки составляет300 нм – 700 нм, размер щелей или отверстий 50 – 400 нм, высота металлической решетки – 50 – 120 нм, толщина магнитного слоя – 100 нм – 3 мкм.

В таком материале в спектрах оптического пропускания и отражения возникают резонансы, связанные с возбуждением ППП, волноводных мод диэлектрическогослоя и щелевых мод Фабри-Перо.2. Путем численного расчета, основанного на методе связанных мод в пространстве Фурье, показано, что вблизи возбуждения ППП на границе между метал-26лом и магнитным диэлектриком ЭЭК резонансно усиливается.

Проведена оптимизация параметров плазмонного кристалла и разработан плазмонный кристалл, в котором ЭЭК усиливается более, чем на два порядка величины.3. Созданы образцы магнитных плазмонных кристаллов и экспериментально продемонстрировано резонансное усиление ЭЭК в 103 раз по сравнению с магнитными пленками без плазмонного слоя. При этом величина ЭЭК достигает в резонансе 1,6%, находящимся в диапазоне длин волн от 700 до 800 нм. Спектральная ширина резонанса составляет 5 нм.4. Усиление ЭЭК в плазмонном кристалле вызвано смещением резонанса Фано вспектре оптического пропускания или отражения, обусловленным смещениемчастоты плазмонного резонанса во внешнем поперечном магнитным поле.5.

Предсказан и экспериментально продемонстрирован меридиональный интенсивностный эффект, возникающий в магнитных плазмонных кристаллах с волноведущим слоем, намагниченным в меридиональной конфигурации, т.е. перпендикулярно щелям решетки кристалла и в плоскости пленки. Эффект имеетдве составляющие ‒ четную и нечетную по намагниченности, которые определены относительным изменением коэффициента пропускания при намагничивании или перемагничивании структуры, соответственно. Четный эффект достигает 20%, в то время как нечетный эффект достигает 9% и наблюдаетсятолько при наклонном падении света, поляризованного под отличным от 0º и90º углом к плоскости падения.6.

Характеристики

Список файлов диссертации