Резонансные оптические и магнитооптические эффекты в наноструктурах и фотонных кристаллах (1104659), страница 4
Текст из файла (страница 4)
В главе приведены результаты наблюдения резонансов коэффициента отраженияструктуры по всем этим параметрам. Показано, что резонансные особенности в оптическом отклике имеют место только при ТЕ-поляризации падающего излучения. Это указывает на возбуждение поверхностных плазмонполяритонов, которые запрещены в ТМ-поляризации.Наиболее яркие особенности наблюдались для одномерной структуры, качество упорядочение которой было существенно выше качества упорядочения инвертированных опалов, полученных методом самосборки.
Спектр отражения одномерной магнитоплазмонной структуры для α = 58◦ приведенна рис. 5а. В спектре коэффициента отражения имеется резкий провал ши13риной ∆λ ' 20 нм с центром λ ' 600 нм. Этот провал наблюдается толькопри TE-поляризованном падающем излучении и вызван перераспределениемэнергии падающей волны между отраженной волной и резонансно возбужденным поверхностным плазмоном.
Наличие магнитного поля снимает вырождение между противоположно бегущими поверхностными плазмонами иприводит к зависимости коэффициента отражения от магнитного поля. [5]Резонансное возбуждение поверхностных плазмонов приводит к резонансным особенностям в спектре магнитооптического эффекта Керра в экваториальной геометрии (см. черную кривую на рис. 5а).Рис. 5: Влияние резонансного возбуждения плазмонов на оптическое отражение иэкваториальный магнитооптический эффект Керра. а) - периодические бороздкина поверхности Ni; б),в) - поверхность инвертированного Ni опала.
Серые кривыеи левые оси соответствуют магнитооптическим спектрам, черные кривые и правыеоси - коэффициенту отражения. Пунктирная линия на (а) - эффект Керра длягладкой поверхности Ni.В случае двумерных образцов в условиях резонансного возбуждения поверхностных плазмонов фигурируют уже два вектора обратной решетки. Темсамым становятся возможными две моды. На графике 5б показаны результаты измерений для первой моды при α = 58◦ и θ = 0◦ (вектор обратнойрешетки лежит в плоскости падения света).
В этом случае в спектре коэффициента отражения имеет место особенность на длине волны λ ' 900нм. Спектр магнитооптического эффекта Керра коррелирует со спектромотражения. В случае возбуждения второй плазмонной моды (θ = 30◦ ) спектральная особенность сдвигается в коротковолновую область (λ ' 750 нм).14В спектре магнитооптического эффекта Керра появляется широкий провалв районе λ ' 700 нм. Худшее качество упорядочения двумерных структурпо сравнению с одномерными приводит к более слабым особенностям в спектрах. Неточное совпадение особенностей в спектрах оптического пропусканияи магнитооптического эффекта Керра вызвано большой шириной особенностей с спектральными свойствами эффекта Керра для однородной никелевойповерхности.Глава IV.
Резонансное усиление эффекта Фарадея в одномерныхмагнитофотонных кристаллахВ четвертой главе рассмотрены резонансные оптические и магнитооптические эффекты в одномерных фотонных кристаллах, приводятся результатычисленных расчетов методом матриц распространения [6, 7] и экспериментальные результаты обнаружения временной зависимости магнитооптического эффекта Фарадея на ультракоротких временных масштабах ∆t ∼ 100фс.В рамках метода матриц распространения электромагнитное поле внутрикаждого слоя магнитооптической многослойной структуры раскладываетсяпо 4 модам на право- и лево-циркулярно поляризованные волны (r,l) длядвух направлений распространения (+,-) [7]:(ν)E (r) =XX²ν,P,d eν,P,d exp[ik0 (nx,ν x + ny,ν y + nz,ν,P,d (z − zν−1 ))],(5)P =r,l d=±где ²ν,P,d - амплитуда моды; nx,ν , ny,ν , nx,ν,P,d - компоненты нормированноговолнового вектора nν,P,d = kν,P,d /k0 , k0 = ω/c; eν,P,d - вектор поляризациимоды.Каждому слою сопоставляется матрица, связывающая амплитуды нормальных мод на его границах.
В конечном счете задача сводится к системелинейных уравнений, определяющих значения нормальных мод на границахобразца. Найдя их, сразу же получаем значения коэффициентов отраженияи пропускания:R = |²0,r,− + ²0,l,− |2 + |²0,r,− − ²0,l,− |2 ,(6)T = |²k+1,r,− + ²k+1,l,− |2 + |²k+1,r,− − ²k+1,l,− |2 ,(7)а также комплексных углов Фарадея и Керра:15Φ = arctan[(²k+1,r,− − ²k+1,l,− )].(²k+1,r,− + ²k+1,l,− )(8)(²0,r,− − ²0,l,− )].(²0,r,− + ²0,l,− )(9)Ψ = arctan[Мнимые части этих значений характеризуют появляющуюся эллиптичность поляризации.С помощью метода матриц распространения были рассчитаны спектрыоптического пропускания и магнитооптического эффекта Фарадея для экспериментального образца фотонного кристалла, состоящего из 11 чередующихся λ/4-слоев SiO2 и Bi : Y IG.
Были учтены оптическое поглощение идисперсия показателя преломления материалов слоев, полученные из данных [8]. Сравнение результатов расчета и экспериментально измеренных зависимостей приведено на рис. 6а.Рис. 6: Расчет спектральных зависимостей эффекта Фарадея (а) и пространственного распределения поля в слоях фотонного кристалла (б). На (а) для приводитсясравнение с экспериментальными результатами (точки).Результаты расчета подтверждают экспериментально обнаруженное усиление магнитооптического эффекта Фарадея на длинноволновом краю фотонной запрещенной зоны примерно в 6 раз. Пространственное распределение электромагнитного поля внутри слоев фотонного кристалла (рис.
6б)демонстрирует пучности электромагнитной волны в магнитных слоях фотонного кристалла при длине волны, соответствующей длинноволновому краю16фотонной запрещенной зоны. На длине волны, соответствующей коротковолновому краю фотонной запрещенной зоны локализация поля наблюдается внемагнитных слоях и усиление эффекта Фарадея происходит всего в 2 раза.Расчеты инвертированных структур (показатель преломления немагнитныхслоев больше, чем магнитных) приводят к обратному эффекту: в этом случае большее усиление наблюдается на коротковолновом краю запрещеннойзоны.
Это позволяет говорить о связи локализации оптического поля волныв магнитных слоях фотонного кристалла с усилением магнитооптическогоэффекта Фарадея, т.е. о магнитооптическом аналоге эффекта Боррманна вмагнитофотонных кристаллах.Резонансное оптическое пропускание и коррелирующее с ним усилениеэффекта Фарадея на краю фотонной запрещенной зоны вызвано резонансами многолучевой интерференции. Для угла Фарадея Φ в случае однородной магнитооптической пластины имеет место закон Верде Φ ∼ M d, где М- намагниченность пластины, а d - толщина. С ростом числа слоев растетдобротность многолучевых резонансов. Результаты расчета серии спектровФарадеевского угла при различном числе слоев структуры представлены нарис. 7.Рис. 7: Усиление эффекта Фарадея в зависимости от числа слоев фотонного кристалла.В случае фотоннокристаллических структур закон Верде оказываетсянелинейным по толщине образца за счет роста добротности резонансов с уве17личением числа слоев.Наличие резонансных спектральных особенностей приводит к нетривиальным особенностям во временном отклике.
Чтобы обнаружить временныеэффекты в фотоннокристаллических структурах необходимо использоватьультракороткие лазерные импульсы, пространственная длина которых соизмерима с эффективной толщиной структуры d ∼ τ s. Это означает, чтомасштаб характерных спектральных особенностей фотоннокристаллическойструктуры ∆Ω совпадает со спектральной шириной лазерного импульса ∆ω.В работе использован фемтосекундный лазер (λ = 1.56 мкм) с длительностью импульсов τ ' 130 фс и частотой повторения 70 МГц.В случае толстой пластины, когда d >> τ s, на выходе из структуры будетосновной вышедший импульс и серия его переотражений.
В силу невзаимности эффекта Фарадея угол вращения плоскости поляризации в каждом n-омпереотражении будет увеличиваться Φ = Φ0 (n + 1). Это было обнаруженоэкспериментально для пластины гадолиний-галлиевого граната толщиной 11мкм на SiO2 подложке толщиной 500 мкм см. 8.Рис. 8: Экспериментальное обнаружение зависимости эффекта Фарадея от времени при распространении лазерного импульса длительностью τ ' 100 фсРезультаты расчета временного отклика модифицированным методом18матриц распространения показали, что наиболее интересные эффекты имеютместо при интерференции основного импульса и его переотражений. В этомрежиме зависимость угла Фарадея от времени при распространении фемтосекундного лазерного импульса оказывается быстрее линейной, возрастаниеили убывание зависимости определяется положением несущей частоты относительно спектральных особенностей (интерференционных максимумов илиминимумов) структуры.Основные результаты и выводыИсследования, проведенные в рамках диссертационной работы, посвященыэкспериментальному изучению оптических и магнитооптических эффектовв наноструктурах и фотонных кристаллах.
Приведены результаты экспериментального обнаружения резонансных особенностей оптического и магнитооптического откликов таких структур, а также результаты численных расчетов.В рамках диссертационной работы получены следующие основные результаты:1. Обнаружено усиление локального оптического поля вблизи микрочастицSiO2 диаметром 2 мкм и 3.44 мкм, частично покрытых наночастицамисеребра диаметром 30 нм с относительной долей покрытия ' 10%. Индикатором усиления локального оптического поля служил сигнал люминесценции водного раствора красителя родамина 6Ж, в который былипомещены изучаемые частицы, захваченные с помощью лазерного пинцета. Для частиц диаметром 2 мкм обнаружено усиление люминесценции на10% по сравнению с фоновым сигналом. Для частиц диаметром 3.44 мкмобнаружен дополнительный механизм усиления люминесценции благодаря резонансам Ми2.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
