Диссертация (1103589), страница 21
Текст из файла (страница 21)
Для симметричного тензора ^ размера (3 × 3)принята сокращенная запись в виде вектора (1 × 6):1 = 2 = 3 = 4 = 2 5 = 2 6 = 2 .В таких обозначенияхΔ = ,(4.16)где , = 1..6, –фотоупругий тензор, принимающий для изотропнойсреды в сокращенных обозначениях вид⎛⎞11 12 12 0 0 0⎜⎟⎜12 11 12 0 0 0 ⎟⎜⎟⎜12 12 11 0 0 0 ⎟⎟.(4.17)=⎜⎜0 0 0 ⎟0044⎜⎟⎜⎟⎝ 0 0 0 0 44 0 ⎠0 0 0 0 0 44Применяя 4.16 находимΔ1 = 11 + 12 + 12 Δ2 = 12 + 11 + 12 Δ3 = 12 + 12 + 11 (4.18)Δ4 = 244 Δ5 = 244 Δ6 = 244 .Теперь подставив в 4.18 явный вид деформаций 4.14 и 4.15, опуская⃗множители 21 0 ⃗ , связанные с пространственным распределением122акустического поля имеем:⎛⎞2211 cos + 12 sin 44 sin 20⎜⎟22Δ‖ = ⎝44 sin 211 sin + 12 cos 0 ⎠ , (4.19)0012⎞sin 2(12 − 11 )244 cos(2)0⎟⎜Δ⊥ = ⎝ 44 cos(2)sin 2(11 − 12 ) 0⎠ .000⎛(4.20)Проанализируем полученные выражения. Прежде всего заметим,что поскольку в экспериментах реализовывался случай малого углападения, нас прежде всего будут интересовать акустооптические эффекты,приводящие к повороту оптического поля в плоскости .
В силу 4.10за такой поворот отвечают недиагональные компоненты Δ = Δили разность диагональных компонент Δ − −Δ . Заметим, что дляакустической волны, распространяющейся в плоскости образца ( = 0)даже в отсутствии налагавшегося ранее условия = 0 выполняется = 0. Тогда из 4.18 видно, что поперечная акустическая волна, смещениев которой перпендикулярно поверхности образца приводит к появлениюкомпонент Δ5 = Δ и Δ6 = Δ что в линейном приближении недаёт обсуждаемого поворота поляризации в плоскости . Таким образомобосновано рассмотрение лишь продольных и поперечных волн, векторсмещения в которых лежит в плоскости образца.До этого момента не рассматривался особый вид акустическихвозбуждений–поверхностные акустически волны (ПАВ) [149, 127].
Такиеволны распространяются в поверхностной области (глубиной порядкадлины волны) и имеют как продольную, так и поперечную (вне плоскости)компоненты смещения. Рассматривая эти компоненты смещения поотдельности приходим к выводу, что поперечная составляющая, какобсуждалось выше, не вносит вклад в интересующий нас поворот, апродольная даёт эффект не отличимый от объемной продольной волны,однако распространяется с отличной скоростью .Рассмотрим случай, когда вектор оптического поля сонаправлен⃗ лежит в плоскости , однакос осью (более строго, вектор будем пренебрегать -компонентами в связи с малостью угла падениязондирующего излучения в эксперименте). Это не ограничивает общностирассмотрения, поскольку при выводе 4.19, 4.20 мы не вводили выделенных123⃗ инаправлений.
Угол теперь будет соответствовать углу между волновым вектором ⃗ акустической волны. При таком выборе системыкоординат, поворот плоскости поляризации зондирующего излучениясвязан исключительно с наличием недиагональных компонент Δ =Δ (см. 4.6). Таким образом, получаем, что в случае продольнойакустической волны угол ППП определяется как‖ ∼ sin 2Δ ,(4.21)⊥ ∼ cos 2Δ ,(4.22)а в случае поперечнойгде Δ подчеркивает, что угол распространения акустической волны теперь⃗отсчитывается от направления .k2Рис.4.10 :Схематичноеf Eзондk1изображениевзаиморасположенияструктуры,полязондирующего излучения и волновых векторов двух акустических мод.Как было указано выше, наличие слабозатухающих осцилляций науказанном временном промежутке связанно с селекцией акустическихвозбужденийпериодическойрешеткойметаллическихчастиц.Следовательно, могут существовать две моды: с волновым векторами⃗1 –вдоль диагонали решетки и ⃗2 –вдоль стороны (рис.
4.10), причем√1 = 2 / 2. В то же время, в эксперименте мода с более низкойчастотой, которая должна соответствовать ⃗1 проявляется (рис. 4.7) когда⃗ зондирующего излучения и стороной решеткиугол между вектором ⃗ ‖ ⃗1 что означает Δ = 0. Из выраженийсоставляет 45∘ . То есть 4.21, 4.22 видно что в случае Δ = 0 поворот для продольной волны124отсутствует, в то время как для поперечной является максимальным.Аналогично при поляризации зондирующего излучения вдоль сторонырешетки = 0∘ или = 90∘ мы наблюдаем высокочастотную моду ⃗2 иопять Δ = 0 что соответствует поперечной акустической волне.Исходя из определённых ранее частот 1 = 4.1 ГГц, 2 = 6.3ГГц и периода решетки = 1, 4 мкм можно определить скорость√распространения акустической волны = 2 (≈ 1 2) = 8.8 км/с.Это значение существенно выше скорости звука в плавленом кварце какдля продольной волны (5,9 км/с) так и поперечной (3,8 км/с) [149]. ДляПАВ скорость меньше как скорости продольных волн, так и поперечных.Таким образом, можно заключить, что наблюдаемые осцилляции связаныс возбуждением поперечной волны более высокой гармоники, при которой = 2, а неточное совпадение со значением скорости поперечных волнсвязано с наличием кобальтовых частиц на слое кварца.
Заметим, чтов подобных экспериментах раннее также наблюдалась вторая гармоникаакустической волны [126], однако отсутствие первой гармоники требуетдополнительного объяснения. Возможной причиной может быть то,что в эксперименте акустическая волна в подложке не возбуждаетсянапрямую быстрым импульсом накачки. Как обсуждалось в разделе 4.3.2передача подложке энергии, поглощенной из импульса накачки происходитпосле того, как сначала нагревается металлическая частица, внутри неёвозникает собственное акустическое возбуждение и успевает затухнуть.Можно предположить, что на данном этапе частицы работают какакустический фильтр высоких частот, и не дают эффективно возбудитьсяв подложке фононам с длиной волны значительно превышающей диаметрметаллической частицы.§ 4.4.Выводы по четвертой главеВ работе была изучена динамика поворота плоскости поляризацииоптическогоизлучения,отраженногоотдвумерногомассиваметаллических магнитных частиц на диэлектрической подложке.Исследования проводились путем возмущения состояния структурымощным импульсом накачки и детектирования индуцированного имизменения поляризации при отражении зондирующего излучения,падающего на образец с определенной временной задержкой.125Было показано, что динамика наведенной импульсом накачкианизотропииформируетсячетырьмяразличнымиэффектами.Соответствующие этим эффектам физические процессы протекаютс разными скоростями, поэтому динамика отклика последовательноисследовалась на разных временных масштабах.
В порядкевозрастания времени задержки от импульса накачки, сначала (насубпикосекундных временах) определяющую роль играет нелинейноевзаимодействие импульсов накачки и зондирующего излучения накубической восприимчивости среды. Затем на временах порядкасотен пикосекунд наблюдается модуляция наведенной в диэлектрикедолгоживущей анизотропии акустическими модами, возбуждённымивнутри металлических частиц с частотой ∼ 8 ГГц. На больших временах( > 400 пс) энергия передаётся акустическим фононам в подложке,которые влияют на поляризацию зондирующего излучения посредствомфотоупругого взаимодействия.
При этом массив металлических частициграет роль периодической решетки источников, наличие которойобуславливает частотную селекцию двух мод фононов c частотами6,3 и 4,1 ГГц. В дополнение к этим процессам, импульс накачкитакже возмущает магнитное состояние системы, которое влияет наповорот плоскости поляризации отраженного зондирующего излученияпосредством меридионального магнитооптического эффекта Керра. Приэтом наблюдается сначала сверхбыстрое (быстрее 1 пс) размагничиваниеструктуры с последующим восстановлением намагниченности, навременах, определяемых термализацией металлических частиц и подложки(∼ 150 пс).126ЗаключениеИсследования, проведенные в рамках диссертационной работыотносятся к экспериментальному изучению магнитоиндуцированныхоптического и квадратичного оптического откликов в металлическихнаноструктурах.
Изучены особенности, связанные с возбуждениемплазмонного резонанса и наличием пространственно-неоднороднойнамагниченности, а также экспериментально определены временныехарактеристики оптического отклика. В работе получены следующиеосновные результаты:1. Методами спектроскопии магнитного линейного и нелинейнооптического эффектов Керра исследована структура, состоящаяиз массива стержней никеля диаметром 20 нм и длиной 180нм, расположенных в матрице Al2 O3 . В спектре линейногоэкваториального магнитооптического эффекта Керра обнаруженмаксимум при длине волны 380 нм, что в соответствии стеоретическими расчётами соответствует возбуждению локальногоповерхностного плазмона поперек оси стержня.
При изученииспектров генерации ВГ обнаружено усиление относительнойвеличины квадратичного магнитоиндуцированного отклика присовпадении частот ВГ и плазмонного резонанса. Данное усилениене наблюдается при нулевой проекции поля падающей волны наплоскость, перпендикулярную оси стержня.2. Экспериментально показано, что при генерации ВГ в трехслойныхструктурах (NiFe)CoFe/Al2 O3 /CoFe при циркулярной поляризациинакачки существенную роль играют компоненты нелинейнойвосприимчивости, квадратичные по намагниченности.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
