Диссертация (1104675), страница 16
Текст из файла (страница 16)
ΔR0/R0 ≠ 0 и Δλ0/λ0 ≠ 0 (Рис.3.21). Другими словами, величина и направление внешнего магнитного полявлияет также и на эффективность возбуждения собственных оптических модструктуры.Используя величины (3.8) можно дать численную оценку измененийоптических спектров при переключении магнитного поля (Таблица 3.1). Следуетотметить, что величина ΔR0/R0 в данном случае не является величиной эффектаКерра δ (3.6): величина δ рассчитывается как относительное изменениеинтенсивности отраженного света при противоположных направлениях внешнегомагнитного поля на одной длине волны, а ΔR0/R0 – как изменение амплитудыпровала в спектре пропускания на различных длинах волн из-за спектральногосмещения резонанса (Рис.
3.21).Данные, приведенные в табл. 3.1, подтверждают то, что асимметрия формырезонанса появляется из-за изменений эффективности его возбуждения: для МФКс нанесенной золотой решеткой вблизи точек λ0 = 603 нм и λ0 = 641 нм величинаΔR0/R0 в 5-10 раз больше аналогичной величины при резонансах S-формы.Всевышеприведенныеэкспериментальныеспектрымагнитооптическихэффектовполучены при значении индукциивнешнего магнитного поля В = 2 кЭ.Приэтомнамагниченностьмагнитных пленок МФК достигаланасыщения.ЭтоследуетэкспериментальнойрезонансноговеличинызависимостизначенияиндукцииизЭЭКотвнешнегомагнитного поля (Рис. 3.22(б)).Рис.3.21.Схематическоеизображениеизменений спектрального положения резонансаи его амплитуды при изменении направлениявнешнего магнитного поля.94Таблица 3.1. Сравнение спектральных смещений резонансов Δλ0/λ0 и изменений их амплитудΔR0/R0 при изменении направления внешнего магнитного поля на противоположное.λ0, нмΔλ0/λ0, 10-6ΔR0/R0, 10-3Форма резонансаНаибольшаялокализация поляволны (Рис.
3.15)6133.0-0.7антисимметричныйв магнитных слоях6032.7-3.4форма Лоренцавнутри всей структуры6417.0-2.8асимметричныйв верхнем брэгговскомзеркале679-9.10.2антисимметричныйв обоих брэгговскихзеркалахМФК безрешеткиМФК срешеткойПри отсутствии внешнего магнитного поля магнитная пленка МФКнаходитсявперпендикулярнаполидоменномпленке.Присостоянии,внешнемнамагниченностьмагнитномполе,доменовнаправленномпараллельно плоскости пленки и достаточно малом значении, меньше 0,2 кЭ,экваториальная компонента намагниченности пленки прямо пропорциональнаиндукции внешнего магнитного поля В, и величина ЭЭК также линейно зависитотВ(Рис.3.22(б)).ПризначенииВ = 1,6кЭпроисходитнасыщениеэкваториальной компоненты намагниченности пленки.260-3-2В = 0 кЭВ = 0,2 кЭВ = 1 кЭ-4-6638(а)|R/R|, 10R/R, 10-35640642644Длина волны, нм6464321648(б)00,0Длина волны 641 нм0,40,8В, кЭ1,21,6Рис. 3.22.
(а) Экспериментальные спектры экваториального эффекта Керра при различныхзначениях индукции внешнего магнитного поля: 0, 0,2 и 1 кЭ (квадраты, круги и треугольникисоответственно). (б) Зависимость модуля максимальной величины эффекта вблизи λ0 = 641 нмот индукции внешнего магнитного поля. Угол падения света 10о, ТМ-поляризация.95Выводы к главеВ главе изложено рассмотрение особенностей магнитооптических эффектовпри возбуждении поверхностных плазмон-поляритонов.
В первой части главывыявлено, что поверхностная плазмонная волна, распространяющаяся вдольграницы между металлом и магнитным диэлектриком, влияет на состояниенамагниченности магнитного диэлектрика за счет обратного эффекта Фарадея..Аналитическипоказано,чтоврезультатеинтерференциинесколькихплазмон-поляритонов происходит локальное усиление обратного эффектаФарадея в областях с размерами порядка 100 нм при возбуждении плазмоновсветом с длиной волны, лежащей в оптическом диапазоне.Вовторойчастиразвитатеоретическаямодель,объясняющаяэкспериментально наблюдаемое появление и усиление экваториального эффектаКерра при возбуждении плазмон-поляритонов на границе раздела металл/воздух.Причинавозникновенияэффектасостоитвовзаимодействииплазмон-поляритонов на границах металл/воздух и металл/магнитный диэлектрик.Особенности такого взаимодействия могут быть описаны в рамках моделисвязанных осцилляторов.
При этом наблюдаемое относительное изменениекоэффициента прохождения, вызванное перемагничиванием структуры, достигает8,5%.ВтретьейисследованиячастиглавыособенностейизложенырезультатымагниооптическихэкспериментальногоэффектовФарадеяиэкваториального эффекта Керра при возбуждении волноводных и плазмонныхмод магнитофотонных кристаллов с плазмонным покрытием. Экспериментальнопродемонстрировано резонансное усиление магнитооптических эффектов внесколько раз при возбуждении волноводных мод, локализованных в брэгговскихзеркалах и микрорезонаторном слое. Также дано количественное описаниесмещения резонансов в оптических спектрах отражения при перемагничиванииструктуры и объяснение формы резонансов, советующих возбуждению различныхтипов собственных мод структуры.Основные публикации по материалам главы [П2-П4, П8-П10].96Глава 4.
Акустическое управлениеповерхностными плазмон-поляритонамиEquation Chapter 4 Section 1Вглавеплазмоннойрассмотренырешеткииособенностиакустическойвзаимодействияволны,оптическихраспространяющейсямодвмногослойной структуре. Случаи, когда акустическая волна распространяется воднородной среде и модулирует оптические свойства плазмонной решетки,нанесенной на поверхность подложки, рассматривались ранее в работах другихавторов [111,118]. В главе приведены результаты исследования для случая, когдаподложка является многослойной периодической структурой и представляетсобой акустическую сверхрешетку с приповерхностным дефектом и нанесеннойна дефект плазмонной решеткой (Рис. 4.1).
В такой структуре происходитлокализация акустической энергии в слое дефекта, что приводит к увеличениюэффективности взаимодействия плазмонных и акустических волн.Рис. 4.1. Схема рассматриваемой акусто-плазмонной структуры. l - толщина золотой решетки;d1 и d2 – толщины материалов «1» и «2», составляющих акустическую сверхрешетку; L –толщина акустической полости из материала «1». z = 0 соответствует нижней границеметаллической решетки. Возбуждение акустического импульса в сверхрешетке возможноосуществить с помощью лазерного импульса большой интенсивности.974.1 Взаимодействие акустической волны и оптических модплазмонной решетки4.1.1 Распространение акустической волны в сверхрешеткеСлоистая периодическая структура, являющаяся подложкой одномернойплазмонной решетки, представляет собой акустическую сверхрешетку.
Онасостоит из периодической последовательности чередующихся слоев материалов«1» и «2», имеющих толщины d1 и d2 соответственно; период сверхрешетки равенd = d1 + d2. На верхней грани сверхрешетки расположен дополнительный слойматериала «1» толщиной L, который представляет собой дефект периодическойструктуры – акустическую полость. Материалы «1» и «2» имеют различающиесямежду собой константы упругости, что приводит к формированию областизапрещенных частот для фононов в сверхрешетке [159]. Это явление аналогичноформированию фотонной запрещенной зоны в фотонных кристаллов (Глава 1).Верхний слой толщины L, как сказано выше, играет роль дефекта сверхрешетки,и, таким образом, внутри фононной запрещенной зоны появляется узкийэнергетический уровень для фононов – аналог оптического состояния Тамма дляфотонов в фотонных кристаллах [160–162].
Возбуждение такого фононногоприповерхностного состояния приводит к локализации энергии акустическойволны вблизи плазмонной решетки. Это повышает эффективность фононплазмонноговзаимодействияиприводиткувеличениюэффективностивоздействия высших гармоник акустического импульса на оптический откликструктуры. Возбуждение акустического импульса может происходить оптическимлазернымимпульсомвысокойинтенсивности,падающимнанижнююповерхность акустической сверхрешетки (Рис. 4.1). Этот способ возбужденияакустических колебаний использован, например, в работах [111,118,163].Взаимодействие акустической волны, локализованной внутри полости, иэлектромагнитного поля, локализованного вблизи металлической решетки за счет98возбуждения поверхностных плазмон-поляритонов, происходит за счет двухэффектов.Первый эффект – фотоупругие возмущения диэлектрической проницаемостиматериалов в акустической полости и акустической сверхрешетке.
Дведиагональные компоненты тензоров диэлектрической проницаемости материалов«1» и «2» εxx и εzz испытывают возмущение δεxx и δεzz при распространении волнымеханических напряжений в структуре. Обе компоненты возмущений зависят отамплитуды напряжений и пространственной координаты: xx xx 0 j 0 yy00,0 zz zz 0(4.1) xx 2 ( z ) p j 2 ( z )u zz ( z ), zz 2 ( z ) p j1 ( z )u zz ( z ),где εj – диэлектрическая проницаемость материала «j» (j = 1,2); pj1 и pj2 –фотоупругие постоянные материала «j», различные для материалов «1» и «2»; uzz –механическое напряжение, создаваемое распространяющейсяакустическойволной.
Изменения (4.1) приводят к модуляции волнового числа ППП β (1.3) и,следовательно, изменению условий возбуждения ППП (1.15) и модуляциикоэффициентаотражениявсейструктуры.Фотоупругоевозмущениедиэлектрической проницаемости металла решетки можно считать малым посравнению с изменениями в материалах «1» и «2».Второй эффект – изменение толщины металлической решетки δl, такжеприводящее к изменению условий возбуждения ППП, так как дисперсияповерхностных плазмон-поляритонов зависит не только от диэлектрическихпроницаемостей металла и подложки, но и толщины металлического слоя [1,2].4.1.2. Акустическая модуляция параметров структурыПри распространении акустической волны в сверхрешетке координатнаязависимость создаваемых механических напряжений представима в виде:99uzz exp( z )u0 ( z ) ,(4.2)где z = 0 соответствует нижней границе металлической решетки, u0(z) –периодическая функция координаты z с периодом d: u0(z+d)= u0(z); параметр характеризует степень локализации акустической волны вблизи поверхностисверхрешетки.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
