Диссертация (1103589), страница 18
Текст из файла (страница 18)
Этот вклад являетсяповерхностным и не наблюдается (в пределах экспериментальнойточности) в линейно-оптическом отклике.В структурах с вихревой намагниченностью:∙ Обнаружено что, генерация ВГ чувствительна к наличиювихревого состояния в системе, что связано с изменением среднейнамагниченности структуры при наличии вихря и выражается вособенности формы петли гистерезиса.∙ Благодаря возможности иметь в изучавшемся массиве наночастицконтролируемое направление вихрей, обнаружен дополнительныйвклад в интенсивность второй гармоники, связанный с вихревойнамагниченностью и не зависящий напрямую от среднейнамагниченности структуры. Этот вклад наиболее явно проявляетсяпри циркулярно поляризованном излучении накачки, его знакопределяется направлением вихря.∙ Проведен симметрийный анализ нелинейно оптического откликаисследуемой структуры.
Изучение анизотропии отклика ВГ вотсутствие намагниченности позволяет рассматривать структуру103как поверхность с симметрией 3. При этом предложенофеноменологическое объяснение появления дополнительноговклада, основанное на рассмотрении изменения симметрииструктуры в связи с наличием магнитного тороидного моментав присутствии вихревой намагниченности. Величина такоговклада пропорциональна тороидному моменту, а его симметриясоответствует экспериментально наблюдавшейся.104Глава 4Динамика оптического отклика в двумерном массивенаноструктурИсследование временных характеристик процессов, определяющихотклик является неотъемлемой частью изучения оптических свойствнаноструктур.
Для решения этой задачи в объемных материалаххорошо разработаны оптические методы с временным разрешением (см.раздел 1.5.3). Исследование динамики свойств (в том числе магнитных)наноразмерных твердотельных структур в неравновесных условияхявляется следующим шагом в развитии данных методик.Динамика оптических свойств массивов наноразмерных частицдемонстрирует большое разнообразие эффектов, в основе которых лежитцелый набор фундаментальных физических процессов.
Так, возможностьвозбуждения акустических колебаний в наноструктурированых системахкоротким лазерным импульсом была показана в работах [127, 128],где оптическим методом накачки-зондирования изучались периодическиеметаллические структуры на поверхности диэлектрика. В работе [129]изучалась динамика оптического отклика, связанная с взаимодействиемакустических возбуждений и поверхностных плазмонов. В работе [130]было показано, что в периодической решетке магнитных металлическихнаночастиц на поверхности диэлектрика при взаимодействии с лазернымимпульсом происходит возбуждение поверхностных акустических волн,длина которых определяется периодом решетки а также наблюдаетсядинамика намагниченности, связанная с перераспределением теплоты иуглового момента в системе.Широко применяемыми экспериментальными методиками в даннойобласти являются модификации метода накачки-зондирования, связанныес измерением модулированного импульсом накачки коэффициентаотражения, или величины нелинейно-оптических явлений (например[128, 121, 142]).
Данный подход позволил наблюдать такие эффектыкак когерентный контроль оптического пропускания [129], усилениенелинейной люминесценции [143] или вызванное периодичностью105деление импульса [144]. В то же время, меньшее внимания уделенополяризационным эффектам, которые связаны с динамикой анизотропии,индуцированной лазерным импульсом.В данной главе рассматривается динамика поляризационныхэффекты в регулярном двумерном массиве магнитных металлическихнаночастиц, изучавшаяся методом накачки-зондирования. Изучениединамики выявляет несколько механизмов ответственных за вращениеплоскости поляризации зондирующего излучения.
Отдельное вниманиеуделено анализу симметрии возникающих в системе возбуждений.§ 4.1.Образцы и экспериментальные методикиИсследуемые образцы, были изготовлены в Институте физикимикроструктур РАН (г. Нижний Новгород) методом электронно-лучевойлитографии, аналогичным описанному в разделе 3.1.2. Структурапредставляла собой массив наночастиц кобальта, расположенных в узлахквадратной решетки с периодом 1,4 мкм на подложке из плавленогокварца. В созданном массиве присутствовала дисперсия формы и частиц, всреднем по массиву наночастицы имели форму цилиндров с диаметром 600нм, и высотой 30 нм.
Схематичное изображение исследуемой структуры иэкспериментальной геометрии показаны на рис. 4.2.ПГС1 кГцпрерыватель@500 ГцпризмаГланаTi:Sapph1 кГцBSкомпенсаторБабинеBG-39призмаВолластонаРис. 4.1 :+-Схема экспериментальной установки по изучению динамики наведенногоповорота плоскости поляризации.Эксперименты по изучению динамики отклика проводились методомнакачка-зондирование с помощью установке показанной на Рис. 4.1. В106качестве источника использовался лазер на основе титаната сапфирас усилителем, излучение которого выступало в роли накачки, котораявозмущала состояние образца.
В эксперимента применялись импульсыс плотностью энергии 0.3 мДж/см2 длительностью 80 фс с частотойследования 1000 Гц при длине волны 800 нм. Часть излучения лазераотводилось с помощью светоделительной пластинки и использоваласьдля накачки параметрического генератора света, который формировалимпульсы зондируещего излучения на требуемой длине волны. Приэтом интенсивность зондирующего излучения устанавливалась примернов 100 раз ниже интенсивности накачки, длительность импульса так жесоставляла 80 фс, частота следования составляла 1000 Гц. Зондирующееизлучение фокусировалось на образец в пятно диаметром 30 мкм,угол падения составлял 15∘ . Отраженное или прошедшее через образецзондирующее излучение отделялось от накачки с помощью диафрагмы ифильтра BG-39 и детектировалось балансным фотодетектором состоящимиз призмы Уолстона и двух фотодиодов, разность (или сумма) фототоковс которых усиливалась, интегрировалась по времени и оцифровываласьв режиме синхронного детектирования.
Поляризация падающих наобразец зондирующего излучения и накачки устанавливалась с помощьюкомпенсатора Бабине. Луч накачки проходил через линию задержкирегулируемой длины, механический прерыватель, и фокусировался наобразец в пятно диаметром 100 мкм. Использование механическогопрерывания луча накачки с частотой 500 Гц (в два раза нижечастоты следования импульсов) при не модулированном зондирующемизлучении (1000 Гц) позволяло при синхронном детектировании на частоте500 Гц получать сигнал, пропорциональный изменению разностного(суммарного) фототока, связанному с импульсом накачки.
Такоеизменение интерпретируется как вызванный импульсом накачки поворотплоскости поляризации (ППП) зондирующего излучения (или изменениекоэффициента отражения в случае детектирования суммарного фототока)для данного времени задержки. Путем измерения этой величиныдля различных длин линии задержки, были получены зависимостииндуцированного поворота плоскости поляризации (или коэффициентаотражения) от времени задержки между импульсами.
Для изучениядинамики магнитооптических эффектов, образец помещался между107полюсов электромагнита, создававшего меридиональное магнитное полевеличиной 2 кЭ, достаточное для насыщения исследуемой структуры.Eзондf δEнак.aθψ EydfxEkacαдЗонкачкааНHРис. 4.2 : Схематическое изображение структуры и экспериментальной геометрии.Рассмотрим связь измеряемого в эксперименте поворота плоскостиполяризации при отражении с материальными параметрами анизотропнойповерхности среды.Пусть линейно поляризованная электромагнитная волна из вакуумападает под нормалью на поверхность диэлектрической среды, лежащей в⃗ = { , , 0}, и пусть тензорплоскости .
Поле падающей волны диэлектрической проницаемости среды имеет вид:⎛⎞ ⎛⎞0 0 00 0⎜⎟ ⎜⎟^ = ⎝ 0 0 0 ⎠ + ⎝ Δ 0 ⎠ .(4.1)0 0 0 0 0Тензор такого вида можно привести к диагональному, совершивпреобразование поворота в плоскости на угол :tan 2 =2Δтогда в дальнейшем рассмотрении будем использовать тензор)︃(︃ 0^ =,0 (4.2)108где −координата сокращена в силу нормального падения. Для полей⃗ ) и прошедшей (⃗ )волн граничные условияпадающей, отраженной (имеют вид:⃗ ⃗⃗[︁]︁ [︁ + ]︁ = [︁]︁[︁]︁⃗ × ⃗ + −⃗ × ⃗ = ⃗ × ⃗ + ⃗ × ⃗ ,(4.3)(4.4)где ⃗ : || = / – волновой вектор, совпадающий с нормалью, ⃗,√√– единичные орты, = , = . Раскрывая соотношенияпокомпонентно имеем: − = ( + ) − = ( + ).(4.5)Зададим теперь поляризацию падающей волны через угол между полем и⃗ = (sin , cos , 0) а отраженную через искомый угол поворотаосью ⃗ : ⃗ = (sin( + ), cos( + ), 0).
Считая плоскости поляризации : малым так что sin = , cos = 1 из выражений 4.5 получаем=2( − ) tan .( + 1)( − 1)(1 + tan2 )(4.6)В системе координат где вид диэлектрической проницаемостинедиагональный в приближении малости недиагональных компонентможно также получить выражение для угла плоскости поворотаполяризации [145]:( − ) tan + (1 − tan2 )=.√ ( − 1)(1 + tan2 )(4.7)Таким образом, можно утверждать, что угол поворота плоскостиполяризации отраженной волны определяется разностью диагональныхкомпонент тензора диэлектрической проницаемости или недиагональнымикомпонентами, в зависимости от выбора базиса.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
