Диссертация (1104675), страница 11
Текст из файла (страница 11)
При расчетах профили обоих импульсов считались гауссовойформы.При численном решении уравнений (2.13) и (2.14) изменялись начальныезадержка между импульсами τс и длительности каждого из импульсов τ0pump и τ0s,влияниекоторыхнаконечныепараметрысигнальногоимпульсафеноменологически описано выше. На Рис. 2.8 представлены результатычисленного расчета относительного сжатия сигнального импульса ε (Рис. 2.8(а,б)) и смещения центра сигнального импульса по сравнению со случаем слабойнакачки (Рис. 2.8 (в,г)).Из полученных численно зависимостей видно, что импульс накачки сменьшей длительностью (τ0pump = 30 фс) производит большие изменениядлительности импульса накачки τs и смещения его центра, чем болеепродолжительный импульс накачки (τ0pump = 45 фс), как и предполагалось прифеноменологическом анализе. Также из результатов расчетов, представленных наРис. 2.8, видно, что сигнальный импульс с большей длительностью (τ0s = 45 фс)испытывает большие изменения по длительности и смещения центра, чем болеекороткий сигнальный импульс (τ0s = 30 фс).
Рассуждения о причине такойзависимости от длительности сигнального импульса также изложены выше.На Рис. 2.8 также представлены конечные амплитуды сигнального импульса,распространяющегося в присутствии фотовозбужденных электронов металла, чтоувеличивает оптическое затухание ППП (ΔГ > 0).
Если изначально сигнальныйимпульсраспространяетсяпочтиполностьювпередиимпульсанакачки(τc = -15 фс), то лишь небольшая часть импульса взаимодействует с областьюΔГ > 0, и дополнительное затухание импульса не превышает 2 раз (Рис. 2.8(а,б)).Изменение длительности при этом составляет порядка 20%. В случае, когдасигнальный импульс распространяетсяизначально полностью в областифотовозбужденных электронов (τc > τ0s/2), его затухание увеличивается более чемв 50 раз при ε ≈ 30% (Рис. 2.8(а,б)).63Изменения огибающей сигнального импульса при его распространении вслучае короткого импульса накачки (τ0pump = 30 фс) и длительного сигнальногоимпульса (τ0s = 45 фс) при начальной задержке между импульсами τc = 15 фспредставлено на Рис.
2.9. Так как величина Δβ имеет достаточно гладкий профильна временах длительности сигнального импульса, то отклонение формы его отпервоначальной практически не происходит. В то же время смещение центраимпульса и его сжатие отчетливо заметны.Рис. 2.9. Изменение профиля огибающей сигнального импульса ППП (черная сплошная линия –начальная форма профиля, красная сплошная линия – конечная) при распространении вприсутствии движущейся неоднородности величины Δβ (начальный и конечный профили Δβуказаны пунктирными черной и красной линиями соответственно).
Для удобства сравненияформы огибающих импульсов и величины Δβ нормированы на их максимальное значение (этизначения для начального и конечного момента времени отличаются из-за затухания импульсовППП при распространении). Начальные параметры τ0pump = 30 фс, τ0s = 45 фс, τc = -15 фс.Выводы к главеВ главе проведен анализ влияния фотовозбуждения электронов металлафемтосекундным импульсом плазмон-поляритонов на временную задержкумежду двумя плазмонными импульсами и на их длительности. Показано, чтоактивное управление параметрами импульсов ППП может быть реализовано за64счет процесса фотовозбуждения электронов высокоинтенсивным импульсомППП. Использование импульса ППП в качестве накачки вместо объемноголазерного излучения приводит к увеличению поглощения электромагнитнойэнергии в металле и температуры электронов при тех же плотностях энергиилазерного излучения.Продемонстрированазависимостьдлительностиимпульсовплазмон-поляритонов от временной задержки между ними.
Обнаружено, что конечнаядлительность импульса после распространения может изменяться на 30% посравнению с начальной. Показано, что изменение временной задержки междудвумяфемтосекунднымиимпульсамиплазмон-поляритоновзависитотпараметров импульсов и может составлять до 25 фс.Описанное в главе влияние импульса накачки плазмон-поляритонов напараметры сигнального импульса может быть усилено за счет применения болеесложных структур, в которых происходит взаимодействие по рассмотреннойсхеме, например, плазмонных микрорезонаторов [150,151] или добавленияусиивающей среды с инверсной населенностью для компенсации затуханияимпульсов и увеличения пространственных масштабов их взаимодействия [152].Основные результаты, представленные в данной главе, опубликованы вработах [П1,П5,П7].65Глава 3.
Резонансноеэффектовусилениепримагнитооптическихвозбужденииповерхностныхплазмон-поляритоновEquation Chapter 3 Section 1Главапосвященарассмотрениюособенностеймагнитооптическихэффектов – эффекта Фарадея, экваториального эффекта Керра и обратногоэффекта Фарадея – при возбуждении поверхностных плазмон-поляритонов. Главасостоитизтрехчастей.Впервойчастирассмотреновозникновениенамагниченности структуры вследствие обратного эффекта Фарадея прираспространении уединенного плазмон-поляритона и особенности эффекта приинтерференции нескольких плазмон-поляритонов. Во второй части изложенатеоретическая модель, объясняющая экспериментально наблюдаемое появление иусиление экваториального эффекта Керра при возбуждении плазмон-поляритоновна границе раздела металл – воздух в магнитоплазмонных кристаллах.
В третьейчастиглавыизложенырезультатыэкспериментальногоисследованияособенностей магниооптических эффектов Фарадея и экваториального эффектаКерра при возбуждении волноводных и плазмонных мод магнитофотонныхкристаллов с плазмонным покрытием.3.1ОбратныйэффектФарадеяприраспространенииповерхностных плазмон-поляритоновДля появления намагниченности материала вследствие обратного эффектаФарадея необходимо, чтобы распространяющаяся в среде электромагнитнаяволна имела ненулевое векторное произведение [ExE*], где Е – векторнапряженности электрического поля волны, астериск означает комплексноесопряжение (Глава 1).
Зависимость обратного эффекта Фарадея (ОЭФ) отвеличины [ExE*] (1.12) также означает, что величина эффекта зависит от66амплитуды поля Е квадратично, то есть намагниченность материала за счет ОЭФпропорциональна интенсивности электромагнитной волны, что подтверждаетсяэкспериментально [40,41]. Также перемагничивание материалов при увеличениитемпературы происходит при меньших значениях индукции внешнего магнитногополя.
Поэтому усиление интенсивности электромагнитной волны приводит кувеличению обратного эффекта Фарадея и из-за локального нагрева образца. Обаусловия для усиления ОЭФ (ненулевое значение величины [ExE*] и усилениеинтенсивностиполя)выполняютсяпривозбужденииповерхностныхплазмон-поляритонов (Глава 1).В поверхностных электромагнитных волнах компонента напряженностиэлектрического поля, направленная вдоль границы раздела сред, и компонента,перпендикулярная этой границе, смещены друг относительно друга по фазе на π/2(1.1).Следовательно,дажеприраспространенииуединенногоплазмон-поляритона модуль вектора m ~ [ExE*] не равен нулю.
Также он неменяется со временем и постоянен вдоль всей границы раздела. Это следует иззаписи вектора [ExE*] для плазмон-поляритона, у которого компоненты вектора Eпредставленны в виде (1.1). Вектор m ~ [ExE*] при этом имеет только yкомпоненты в средах «1» и «2» равные соответственно: 0 2m1 m1 y 2 A2e 21z ey , z 0,21 (1 2 ) 0 0 1m 2 m2 y 2 A2e 2 2 z ey , z 0.2 2 (1 2 ) 0 (3.1)Наличие ненулевого векторного произведения [ExE*] у поверхностнойэлектромагнитной волны аналогично эллиптичности объемных волн: векторнапряженности электрического поля Е в фиксированной точке пространстваописывает эллипс ненулевой площади (Рис. 3.1).
Из выражений (3.1) следует, чтовекторнамагниченности,приобретеннойобразцомприраспространенииуединенного поверхностного плазмон-поляритона, параллелен плоскости раздела67сред и перпендикулярен волновому вектору ППП. Это является важным отличиемот создаваемой намагниченности объемной электромагнитной волной приобратном эффекте Фарадея, когда наведенное эффективное магнитное полеперпендикулярно плоскости образца и параллельно волновому вектору волны.Такжеповерхностныеплазмон-поляритонывозбуждаютсялинейноТМ-поляризованным светом, в то время как для наблюдения ОЭФ прираспространенииобъемныхэлектромагнитныхволнонидолжныиметьэллиптическую поляризацию.
Кроме того, при возбуждении поверхностногоплазмон-поляритонапроисходитлокальноеусилениеинтенсивностиэлектромагнитного поля за счет его локализации в тонком приграничном слое(Глава 1). Следовательно, при возбуждении даже уединенного поверхностногоплазмон-поляритона выполняются оба условия для появления и усиленияРис. 3.1.
Распределение магнитного поля (серый цвет) и направление вектора напряженностиэлектрического поля (черные стрелки) при возбуждении ППП на границе воздуха и золотойрешетки с периодом 600 нм светом с длиной волны 800 нм, угол падения 30°, ТМполяризация. Изображен один период решетки. Рисунки (а)-(г) изображают распределениеполей в моменты времени с разницей в Т/8, где T – период колебаний электромагнитного поляв ППП. Белый эллипс – траектория конца вектора Е с началом в фиксированной координате;белая стрелка указывает направление вращения вектора Е.68обратного эффекта Фарадея.На Рис. 3.1 представлены распределение магнитного поля и направлениевектора напряженности электрического поля при возбуждении ППП на верхнейгранице золотой решетки. Распределения построены для моментов времени,сдвинутых по времени на 1/8 периода ППП, т.е. со сдвигом по фазе на π/4.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
