Диссертация (1097826), страница 30

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

Текст из файла (страница 30)

Они образуют стоячую волну, в которой, аналогично рассмотренномувыше случаю нескольких плазмонов на гладкой границе раздела, присутствуютсразу все три компоненты электрического поля, смещенные по фазе относительно друг друга, и наведенное эффективное магнитное поле имеет компоненты в плоскости пленки и вдоль нормали к ней.204 (а))(б)Рис.

5.1: Рассматривааемые плаазмонные кристалллы для ннаблюдениия обратнногоированныый диэлекктрик]/[мееталл]/[маагнитный диэффекта Фаррадея: (а) [перфориый металлл]/[магниттный диэллектрик].элекктрик]; (б)) [перфоррированныНа рис. 55.2 и 5.3 ппредставллены резуультаты ччисленногго моделиирования ррасделения иинтенсивнности элекктромагниитного пооля и коммпонент вееличины m впредмагннитном сллое на раасстояниии 10 нм оот границцы разделла с метааллом в ддвухструуктурах пеервого тиипа (см.

Риис. 5.1а).Распредееления эллектромаггнитного поля в дввух струкктурах иммеют разлличный вид. Этоо связано с тем, чтоо в двух случаяхсссильно раззличаютсся отношеенияжду амплиитудой диифракционнного поррядка, порождающщего плазммонную вволмежну, и амплитуудами более низкиих дифраккционныхх порядкоов. В случчае структтур,расссмотренныых на рис.

5.2 и ррис. 5.3, плазмоныы возбужждаются третьимитдифраккционнымми порядкками в пррохожденнии. Если амплитууды другиих дифраккционныых порядков (нулеевого, перрвого и ввторого ппорядков) существеенно меньшеампллитуды ттретьего дифракцидионного порядка,птто возниккают регуулярные рраспредделения иинтенсивнности элекктромагниитного пооля (рис. 5.2а)5и коммпонент веквтораа m, харакктеризующего величину оббратного эффектаэФФарадея (рис.(5.2 бб-г).В прротивномм случае распределрления электромагннитного поля и коммпонент веквтораа m становвятся боллее сложными (рис.

5.3).205 (а)(б)(в)(г)Рис 5.2: Контурные графики величины (E  E ) (а) и компонент вектора m (б-г)на глубине 10 нм в магнитном слое структуры первого типа (см. рис. 5.1а) соследующими параметрами: диэлектрическая проницаемость магнитной пленки2,56, металл – серебро, период решетки d = 924 нм, диаметр отверстийr = 236 нм, высота диэлектрической решетки hgr = 260 нм, толщина металлаhm = 70 нм. Электрическое поле в структуре нормировано на электрическое по-ле падающей волны. Длина волны падающего света λ = 550 нм соответствуетвозбуждению поверхностного плазмона третьим дифракционным порядком.Показан один период структуры, квадратное отверстие находится в центре (показано штриховой линией) [214].206 (а)(б)(в)(г)Рис 5.3: Контурные графики величины (E  E ) (а) и компонент вектора m (б-г)на глубине 10 нм в магнитном слое структуры первого типа (см.

рис. 5.1а) соследующими параметрами: диэлектрическая проницаемость магнитной пленки5,5, d = 533 нм, r = 272 нм, hgr = 147 нм, h = 57 нм. Электрическое поле в структуре нормировано на электрическое поле падающей волны. Длина волны падающего света λ = 550 нм соответствует возбуждению поверхностного плазмонатретьим дифракционным порядком. Показан один период структуры, квадратное отверстие находится в центре (показано штриховой линией) [214].В обоих случаях имеет место локальное усиление величины m, а, следовательно, и величины эффективного магнитного поля. Коэффициент усиленияможет быть определен при сравнении со случаем магнитной пленки, непокрытой плазмонным слоем.

При нормальном падении электромагнитная волна индуцирует в магнитной пленке эффективное магнитное поле, направленное пооси Oz, поэтому вектор m имеет только одну компоненту. В случае плазмонных207 кристаллов mz оказывается примерно в 3 раза больше величины mz для однородной пленки. Кроме того, в плазмонных кристаллах возникают компонентыmx и my (рис. 5.2в,г и рис.

5.3в,г). Среднее значение mx и my по периоду равнонулю. Тем не менее, в областях размером 20-40 нм знак этих величин постоянен.(б)(а)(в)Рис. 5.4: Контурные графики величины (E  E ) (а) и компонент вектора m (б-г)на глубине 10 нм в магнитном слое структуры второго типа (см. рис. 5.1б) соследующими параметрами: диэлектрическая проницаемость магнитной пленки5,5; d = 743 нм, r = 345 нм, высота металлической решетки hgr = 151 нм. Электрическое поле в структуре нормировано на электрическое поле падающей волны. Длина волны падающего света λ = 855 нм соответствует возбуждению поверхностного плазмона вторым дифракционным порядком.

Показан один период структуры, квадратное отверстие находится в центре (показано штриховойлинией) [214].Важно отметить, что распределение поля может быть изменено путем вариации угла падения света или длины волны излучения, что дает возможностьконтролировать положение локальных областей усиления эффективного магнитного поля и его величину. При этом размер этих областей не превышает не-208 скольких десятков нанометров, что очень важно для локальной записи информации на магнитные носители [215].Плазмонные структуры второго типа (см.

рис. 5.1б) также дают при возбуждении плазмонов усиление обратного эффекта Фарадея (рис. 5.4). В этомслучае распределение поля во много повторяет контур отверстия в металле.3. Обратный эффект Фарадея в диэлектрических решетках с волноводнымслоемРассмотрим теперь обратный эффект Фарадея в полностью диэлектрических решетках.

Они имеют ту же структуру, что и плазмонный кристалл первого типа (Рис. 5.1а), но вместо металлического слоя располагается магнитныйдиэлектрик, а подложка является немагнитным диэлектриком.Получим приближенные выражения для величины m и интенсивностиэлектрического поля I в области подложки, предполагая, что при нормальномпадении волны с круговой поляризацией дифракционными порядками с номерами  n, 0  ,  0,  n  в структуре возбуждаются квазиволноводные моды, близкие по структуре поля к модам плоскопараллельного волновода.

Рассмотримслучай, когда эти моды имеют поляризацию, близкую к TE-поляризации. Такимобразом, будем учитывать только y-компоненту электрического поля для мод,распространяющихся вдоль оси Ox и x-компоненту электрического поля длямод, распространяющихся вдоль оси Oy. Тогда электрическое поле, соответствующее прошедшим затухающим порядкам дифракции имеет видE y ,n,0  Tn,0 exp  it  exp  in x  exp   n z  ,Ex,0,n  T0,n exp  it  exp  in y  exp   n z  ,где n  2n d , n  2n  k02  sub(5.2), k0  2  . В случае симметричной структуры икруговой поляризации падающей волны имеют место следующие соотношения209 между комплексными амплитудами порядков: Tn,0  Tn,0  T0,n  T0,n [216,217].Кроме того, если в рассматриваемой структуре квазиволноводные моды, распространяющиеся вдоль осей Ox и Oy, возбуждаются только TE- и только TMкомпонентами падающей волны соответственно, разность фаз между возбуждаемыми модами будет равна разности фаз между компонентами падающей волны.

В случае круговой поляризации разность фаз составляет  2 , таким образом, выполняются равенства Tn,0  iT0,n , T n ,0  iT0, n . Справедливость такогопредположения была показана в работе [218] для структур, состоящих из диэлектрической дифракционной решетки и металлического слоя. С учетом приведенных выражений амплитуды порядков можно представить в видеTn,0  iT0,n  T n exp  i  ,T n,0  iT0, n  T n exp  i  , ……(5.3)где T n  Tn,0 exp i arg Tn,0   arg T n,0  2  ,    arg Tn,0   arg T n,0   2  mod   .Подставляя полученные представления в (5.2), запишем выражения длякомпонент электрического поля суперпозиции порядков дифракции:E y ,  n,0  E y , n,0  E y ,  n,0  2T n exp  it  cos  kn x    exp   n z  ,E x ,0,  n  E x ,0, n  E x ,0,  n (5.4) 2iT n exp  it  cos  kn y    exp   n z  .Учитывая (5.4), получим выражение для величины m:m  x, z   8 T n2cos  kn x    cos  kn y    exp  2 n z  .(5.5)Интенсивность электрического поля при этом будет иметь вид2I  x, z   4 T n cos2  kn x    cos2  kn y    exp  2n z  .(5.6)Из выражений (5.5) и (5.6) следует, что распределения величин m и I периодичны по x и y c периодом d 2n .

Найдем положения максимумов интенсивно210 сти электричческого поля и велличины m.m Полагаая   0 , можно ппоказать, чтомакссимумы обеиховелиичин совппадают и находятсяя в точкаххd xl  2n l , l  , y  d k , k  . k 2n(5.7))На рис. 5.4 показзаны теорретическиие распредделения ((5.5), (5.66) в предеелаходноого периоода решетки при z  0 и n  3 .(а)(б)Рис. 5.5: Тееоретичесские оцеенки вида распрееделений величинны m (аа) инице раздделаинтеенсивностти электррическогоо поля (б) в поодложке на гранволнноводныйй слой/подложка нна одном периодее решеткии при воззбуждениии вструуктуре воллноводныых мод TEE-типа прии n = 3.Еще раз отметим, что полуученные выражениия являюттся оценкками, не уучифракционных поряядков с ноомерами, отличнымми от   n, 0  ,тываающими ввклад диф 0, n и преедполагаюющими ТЕЕ-поляриззацию воозбуждаеммых мод.

Для их ппро-веркки необхоодимо на основе ээлектромаагнитной теории ддифракциии рассчиттатьрасппределениия интенсивности пполя и вееличины mm, формирруемые рассматриваемой структуррой.211 (аа)(б)Рис. 5.6: Расппределениия величиины m (а)) и интеннсивностии электричческого пполяжке на ггранице рраздела вволноводнный слойй/подложкка на одном(б) в подложиодеперидиифракционннойреешетки,нормироованныеназнначениябездифрракционнной структтуры.

Характеристики

Список файлов диссертации