Диссертация (1097826), страница 6

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

Текст из файла (страница 6)

1.5). Одномерные фотонные кристаллы широко используют вкачестве диэлектрических зеркал или же для просветления оптики. Двумерныефотонные кристаллы состоят из параллельных стержней цилиндрической формы, находящихся в прозрачном веществе. Двумерные фотонные кристаллынашли применение при создании волноведущих каналов: планарных волноводов и оптических волокон [40]. В последнем случае оптическое волокно формируют из продольных стержней, создавая тем самым периодичность в поперечном сечении волокна.Трехмерные фотонные кристаллы имеют очень разнообразный дизайн,однако обычно представляют собой совокупность коллоидных сфер, образую31 щих периодическую структуру в трех измерениях.

Характерной особенностьютрехмерных фотонных кристаллов является наличие полных запрещенных зон,т.е. диапазонов частот излучения, для которых запрещено распространение поструктуре во всех направлениях. Это позволяет создавать, например, идеальныезеркала, отражающие определенные частоты при любых углах падения.2.2.

Магнитные фотонные кристаллыВозможность внешнего воздействия на оптические свойства фотонныхкристаллов расширяет диапазон их применений в интегральной оптике. Однойиз возможностей для этого является применение в фотонных кристаллах магнитных материалов. При этом возникает возможность управления оптическимисвойствами фотонного кристалла с помощью внешнего магнитного поля [4166].

Последние две возможности представляют особый интерес, поскольку онине только позволяют достичь существенной перестройки, но также приводят кновым интересным эффектам магнитооптики, таким как гигантское круговое илинейное двулучепреломление, конверсия мод – явлениям, играющим основную роль при работе современных устройств обработки информации и рядаустройств оптических микросхем.Впервые магнитные фотонный кристаллы (МФК), работающие в ближнейинфракрасной и видимой областях спектра, были предложены и теоретическиизучены в 1997 г.

группой японских ученых во главе с М. Иноуе [46]. Они рассмотрели эффект Фарадея в одномерных МФК, представляющих собой многослойные пленки из хаотично чередующихся слоев висмут-замещенного иттриевого феррита-граната и кварца. Для определенных частот излучения при оптимально подобранных параметрах структуры ими было обнаружено увеличениеэффекта Фарадея более чем в 300 раз по сравнению с аналогичной однороднойсредой. В последствие были теоретически и экспериментально изучены не32 сколько других схожих одномерных фотонных материалов.

Так, авторы [48-49]рассмотрели теоретически МФК, в котором на определенных частотах светанаблюдается большое фарадеевское вращение и, вместе с тем коэффициентпрохождения близок к единице. Такой МФК состоит из последовательных магнитных M (иттриевый феррит-гранат с замещением церием - Ce:YIG) и немагнитных N (гадолиний галлиевый гранат) слоев, причем порядок чередованияобращается через несколько слоев. Иными словами, данный одномерный МФКсодержит структурный дефект (рис.

1.6). Очередность магнитных и немагнитных слоев может быть представлена как ( MN )a ( NM )b ( MN )b ( NM )a , где параметры a и b подобраны оптимальным образом (по данным работы [48] a  3 , b  4). Для дальнейшего очень существенным является то обстоятельство, чтонаибольшее увеличения магнитооптического эффекта возникает при толщинахслоев, равных четверти длины волны в слое. Это равносильно тому, что модульволнового вектора излучения k  π a , где a – период МФК. В описанной фотонной структуре был предсказан угол поворота плоскости поляризации светана 45° на расстоянии, равном всего 15 мкм, в то время как для той же однородной среды, указанный угол поворота достигается на расстоянии, в 200 разбольшем.Магнитные слои Немагнитные слои Рис. 1.6: Схема одномерного МФК, состоящего из чередующихся магнитных инемагнитных слоев с дефектами чередования [48].33 Усиление эффекта Фарадея впервые было экспериментально продемонстрировано в работе [51], в которой была создана фотонная структура:(SiO2/Ta2O5)6/Bi:DyIG/(Ta2O5/ SiO2)6.Одномерные МФК, состоящие из слоев анизотропного диэлектрика иферромагнетика, теоретически изучены в [45].

В такой структуре обнаруженω(k)ω(k) , имеющий большоеэффект сильной спектральной невзаимностипрактическое значение: такой МФК может быть непрозрачным для волны, распространяющейся справа налево и, в то же время пропускать эту волны в обратном направлении.Рис. 1.7: Полученное в сканирующем электронном микроскопе изображение сечения трехмерного МФК, состоящего из сфер диоксида кремния и магнитногослоя феррита-граната. (а) общий вид, (б) увеличенное изображение [57].34 Наряду с одномерными МФК были также рассмотрены двумерные итрехмерные МФК [53-63]. В большинстве случаев экспериментальной реализации эти структуры представляют собой коллоидные растворы упорядоченныхчастиц сферической или цилиндрической формы.

Так в работе [53] созданыдвумерные коллоидные МФК, состоящие из стеклянных волокон, покрытых никелем. Резкое увеличение эффекта Фарадея было зафиксировано в трехмерныхколлоидных МФК из кварцевых сфер, промежутки между которыми заполненымагнитной жидкостью насыщенного раствора нитрата диспрозия в глицерине[54]. Так же как и в случае одномерных МФК, структурные дефекты можновводить в двумерные и трехмерные МФК (рис. 1.7) [57].Теоретическое рассмотрение двумерных и трехмерных МФК, проявляющих магнитооптические свойства, проведено в ряде работ [61-66].

Так в [61] создана допускающая аналитическое решение математическая модель для двумерного МФК и на базе нее рассмотрено явление аномально сильной дисперсии(эффект супер-призмы), управляемой внешним магнитным полем. Вместе с темне создано теории, позволяющей получить явные аналитические выражения длямагнитооптических эффектов в МФК. Создание такой теории является одной иззадач диссертационной работы, которая решена в главе IV.3. Поверхностные плазмон-поляритоны3.1 Плазмон-поляритонные волны в гладких пленкахМагнитооптические эффекты могут быть также усилены за счет возбуждения собственных волн структуры, в частности, в металло-диэлектрическихструктурах при возбуждении поверхностных плазмон-поляритонов (ППП). Поверхностные плазмон-поляритонные волны представляют собой связанные колебания электромагнитного поля и электронного газа металла, распространяю35 щиеся вдоль границы раздела между металлом и диэлектриком.

При этом электромагнитное поле волны локализовано вблизи границы между двумя средами.В настоящее время область плазмоники привлекает большой исследовательскийинтерес, поскольку ППП очень перспективны для сочленения фотонных и электронных устройств на масштабе нескольких сотен нанометров [67]. ППП могутбыть использованы для передачи информации в специальных плазмонных микросхемах по металлическим проводам, по которым одновременно могут передаваться сигналы в виде импульсов электрического тока [68,69].

В настоящеевремя предложено много различных устройств, основанных на возбуждении ираспространении ППП. Среди них плазмонные модуляторы, переключатели,интерферометры и металлические волноводы [70].Существование плазмон-поляритонных волн было предсказано Р. Ритчи в50-е годы прошлого века [71]. Вскоре после этого ППП были обнаружены экспериментально [72].диэлектрик ε2z0xβметалл ε1Рис. 1.8: Схематическое изображение ППП, распространяющегося вдоль границы раздела между металлом и диэлектриком.Частота объемных колебаний плазмы – плазменная частота -  p определяется формулой  p   ne2 m 12(в системе СИ), где n – концентрация электронов,36 e и m – заряд и масса электрона, соответственно. При наличии плоской границыраздела между плазменной средой и непроводящей средой возможна поверхностнаяs   pплазмоннаямода.Еечастотаменьшеплазменнойчастоты:1   2 , где  2 - диэлектрическая проницаемость непроводящей среды.Если фазовая скорость ППП сравнима со скоростью электромагнитной волны с,возможно возникновения связанных колебаний поверхностной плазмонной моды и электромагнитного поля и образование плазмон-поляритонной моды.

ПППпредставляет собой ТМ поляризованную волну со следующими компонентамиполя:H y  A expix   1 z  it i 1expix   1 z  it  01Ez   Aexpix   1 z  it  0 1Ex   A(1.18)при z<0 (см. рис. 1.8) иH y  A expix   2 z  it i 2expix   2 z  it  0  2Ez  Aexpix   2 z  it  0  2Ex  A(1.19)при z>0. Здесь A – амплитуда ППП,  1 и  2 определяют глубину затуханияэлектромагнитного поля внутрь двух сред, и - продольное волновое числоППП. Граничные условия при z  0 приводят к1  2  0.1  2(1.20)Cоотношение (1.20) накладывает следующие ограничения на действительные части диэлектрических проницаемостей сред 1 и  2 : 1  0 ,  2  0 и 1   2 .Выполнение этих условий необходимо для того, чтобы ППП был локализован37 вблизи границы раздела.

Эти условия выполнены для случая контактирующихдиэлектрика и металла на частотах ниже плазменной частоты металла. Средиметаллов наименьшими оптическими потерями обладают благородные металлы. Их диэлектрическая проницаемость хорошо описывается моделью Друде:1   ib ( )  p2, 2  i(1.21)где  ib ( ) учитывает вклад он межзонных переходов электронов,  - частотастолкновений свободных электронов и  - циклическая частота электромагнитной волны. Следовательно, металл может поддерживать ППП на частотах  pRe( ib ) (при этом считается, что оптические потери и частотная зависи-мость ib пренебрежимо малы).Электромагнитное поле затухает при удалении от границы раздела металлаи диэлектрика в обе среды со скоростью, определяемой i  k0 i2,1   2(1.22)где i  1, 2 , k0   c . Это позволяет вычислить глубину проникновения волны вкаждую из сред как lzi  1  i .Дисперсия ППП задается зависимостью  ( ) :  k01 2.1   2(1.23)Поскольку в реальной ситуации обе среды обладают поглощением, волновое число ППП  имеет действительную и мнимую части:    ' i  '' .

Характеристики

Список файлов диссертации