Диссертация (1097826), страница 29

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

Текст из файла (страница 29)

4.17б). Такой тип МФК обеспечивает высокую гибкость припроектировании оптических изоляторов и модуляторов с возможностью контроля спектральной полосы пропускания. Это связано с наличием в структуренескольких спектрально перекрывающихся слабых резонансов от последовательности подструктур с дефектами.

Оптимизацией таких структур можно получить различные виды спектральных откликов.Если убрать требование симметрии расположения подструктур вместе сограничением на толщину слоев в четверть длины волны, получим самый общий тип МФК (рис. 4.17в), предоставляющий наибольшие возможности дляуправления оптическими свойствами структуры.В процессе оптимизации таких сложных структур размерность пространства параметров снижается последовательно: сначала определяются типы и составы всех подструктур и их максимальное количество, затем для расчета толщин выбирается некоторая отдельная комбинация слоев, в то время как толщины остальных подструктур считаются постоянными и равными половине длиныволны. Оптимизация структуры МФК выполняется для нормального падениясвета, а все возможные зависимости спектральных характеристик от поляризации и угла падения света анализируются уже после этого.

Однако, алгоритм оптимизации можно запустить и для случая произвольного угла падения света ипроизвольной плоскости поляризации входного сигнала.Расчеты проводились методом матриц переноса (§6.1 главы I). При оптимизации предполагалось, что магнитные слои МФК имеют состав Bi3Fe5O12, коэффициент поглощения, равный 800-1200 см-1, и гирацию g  0, 04 на длине волны560 нм. Было обнаружено, что МФК, обладающие структурой типаGGG/(M)a(LM)b(M)c(ML)d/Ag, где материалом немагнитных слоев L являетсягадолиний галлиевый гранат, особенно перспективны для практических приме198 нений.

Это связано с тем, что структуры такого типа обладают большим коэффициентом усиления эффекта Фарадея по сравнению с однослойной магнитнойпленкой той же толщины, что и совокупная толщина магнитных слоев МФК.Алгоритм оптимизации (при нормальном падении света) дает глобальный оптимум, соответствующий максимально возможному удельному углу фарадеевского вращения при отражении, путем подсчета оптических откликов всехструктур описанного типа для индексов (a,…,d) в диапазоне (1 ... 15).

В процессе оптимизации толщина отражающего серебряного слоя считалась постояннойи равной 100 нм; все оптические толщины слоев (L, M) структуры считалисьравными четверти рабочей длины волны (560 нм). Алгоритм группирует из вычислительной области все такие МФК, которые обладают коэффициентом отражения более 40% на рабочей длине волны, углами Фарадея большими, чем10 и имеют толщину не более 30 слоев (или 3 мкм, в зависимости от того, какаявеличина меньше).На рис. 4.18 показаны спектры пропускания и угла Фарадея структуры, оптимизированной для получения максимального удельного угла Фарадея, полученные при коэффициенте поглощения 1200 см-1 в слоях BIG. Найденная оптимальная структура описывается формулой GGG/(M)1(LM)4(M)2(ML)6/Ag и состоит из 20 слоев с общей толщиной 1,41 мкм, не считая серебряного покрытия.Данная структура МФК была выбрана в качестве кандидата для экспериментальной реализации в сенсорах повышенной чувствительности благодаря малойтолщине (215,4 нм) самого толстого из магнитных слоев, что приводит к насыщению намагниченности в малых магнитных полях в соответствии с рис.

4.16б.199 R(а)λ (ннм)Φ (град.)(б)λ (ннм)Рис. 4.18: Сппектры кооэффициеента отражжения (а)) и угла ФФарадея ((б) для оппти4GGG/(M)1(LM)((M))2(ML)6/Ag, состояящей из ММФК и слоясмалььной струуктуры Gсереебра толщщиной 1000 нм и опттимизировванной длля работыы в видимоом диапаззонедлинн волн. ММатериал подложкипи и немаггнитных сслоев L – гадолиниий галлиевыйграннат (n=1,996), матерриал магннитных сллоев M –BBi3Fe5O12 c n=2,6, удельнымум углом Фарадея 5/мкм и коэффиициентом поглощения 12000 см-1 на ддлине воллны560 нм [212].достижиммого за сччет оптиммизации кооэффициеентаЗависимоость максимально дусилления угла Фарадеяя в МФК описанноого типа оот поглощщения покказана на ррис.4.19. Важно отметить,оных струкктур МФКК не былоо обчто ни у одной изз найденнй симметрии в распположениии слоев.щей200 ффкоэффициентусилениякоэфффициент пооглощения (см-1)Рис.

4.19: Заввисимостьь коэффицциента уссиления опптимизиррованногоо МФК отт конитных сслоев. Оптимизацция проводилась дляэффициента поглощеения магнипа GGG/((M)a(LM))b(M)c(MLL)d/Ag; криитерии опптимизациии указанны вструуктуры титекссте [212].201 Глава VОбратные магнитооптические эффекты в периодических наноструктурах1. Эффективное магнитное поле, создаваемое поверхностным плазмонполяритономПоскольку эффективное магнитное поле, возникающее в результате обратного эффекта Фарадея, пропорционально мнимой части векторного произведения m  Im([E  E ]) (см.

уравнение (1.16)), где E - вектор напряженности электрического поля электромагнитной волны, то для возникновения обратного эффекта Фарадея необходимо, чтобы электромагнитное поле в магнитной средеимело эллиптическую поляризацию. Кроме того, для возможности эффективного воздействия на намагниченность среды необходимы большие значения эффективного магнитного поля, т.е. большие значения амплитуды электрическогополя электромагнитной волны. Как правило, для выполнения этих двух условийиспользуют импульсы циркулярно поляризованного лазерного излучения большой интенсивности (~ 1кВт/мкм2). Однако оказывается, что отличное от нулявекторное произведение m в магнитной среде можно получить и без использования циркулярно поляризованной подсветки.Рассмотрим электромагнитное поле поверхностного плазмон-поляритона,распространяющегося вдоль границы раздела между металлом и диэлектриком(см.

Рис. 1.8). Оно имеет три компоненты поля H y , E x , E z , заданные в металлеуравнением (1.18) и в диэлектрике уравнением (1.19). Компоненты поля E x иE z имеют сдвиг по фазе на  2 , что приводит к ненулевому векторному произ-ведению в диэлектрике (при z  0 на рис.

1.8) и в металле (при z  0 нарис. 1.8):202  2exp( 2 2 z ) j, z  0(  0 d )2, 12m  2 Aexp( 2 1 z ) j, z  0(  0 m ) 2m  2 A2(5.1)где j - единичный вектор вдоль оси OY, т.е. лежит в плоскости границы разделамежду металлом и диэлектриком и перпендикулярно направлению распространения ППП.

Таким образом, ППП создает постоянное эффективное магнитноеполе в магнитной среде [213]. Причем это поле направлено в плоскости образца,в отличие от эффективного магнитного поля, создаваемого при обратном эффекте Фарадея, которое направлено по нормали к образцу. Другим важным отличием является то, что такой уединенный плазмон может быть возбужден линейно-поляризованным светом, имеющим p-поляризацию.Как следует из уравнений (5.1), эффективное магнитное поле в металле и вдиэлектрике направлено в противоположные стороны. Однако, в системе из немагнитного металла (например, золото или серебро) и магнитного диэлектрика(например, феррит-гранат), эффективное магнитное поле будет возникать только в диэлектрике, и структура будет приобретать намагниченность только в одном направлении.

При этом стоит отметить, что поскольку поле плазмоннойволны экспоненциально затухает при погружении в металл или диэлектрик, тонаведенное плазмоном эффективное магнитное поле существует только в приповерхностном слое, толщина которого определяется волновым числом γ. Вслучае пленки феррита-граната характерная толщина такого слоя составляет100 нм для ближнего ИК диапазона.Экспериментально наличие эффективного магнитного поля плазмона может быть обнаружено по вызванной им прецессии намагниченности магнитнойпленки относительно направления внешнего магнитного поля.Если по структуре распространяются в различных направлениях не один, анесколько ППП, то возникает их интерференция, в результате которой внутримагнитного материала уже отличны от нуля все три компоненты электрического203 поля. При этом между этими компонентами поля возникает сдвиг по фазе и врезультате эффективное магнитное поле также приобретает компоненту вдольнормали к пленке.

Необходимо отметить, что при симметричном распространении ППП средняя по пространству величина m оказывается равной нулю. Наодном периоде образовавшейся интерференционной картины располагаются какположительные, так и отрицательные максимумы всех трех компонент m.2. Усиление обратного эффекта Фарадея в перфорированных плазмонныхпленкахППП на границе металл/диэлектрик возбуждаются только при определенных условиях, которые могут выполняться, например, при наличии периодических структур (решеток) на поверхности одной из сред, т.е.

в плазмонных кристаллах. Рассмотрим два типа плазмонных наноструктурированных пленок: типI – диэлектрическая пленка, перфорированная периодической системой отверстий, нанесенная на металлический слой на магнитной подложке (Рис. 5.1а); типII – перфорированная металлическая пленка, нанесенная непосредственно нагладкую магнитную подложку (Рис. 5.1б). В обоих случаях будем считать, чтомагнитный слой является диэлектриком. Циркулярно-поляризованная электромагнитная волна падает нормально к поверхности перфорированного слоя.Если период структуры подобран соответствующим образом, то в областиграницы раздела между магнитным слоем и металлом возможно возбуждениеППП. При этом, в силу симметричного освещения, возбуждаются сразу четыреплазмона.

Характеристики

Список файлов диссертации