Диссертация (1104675), страница 8

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 8)

Физическиепричины модификации характеристик ППП в обоих подходах одинаковы: энергияэлектромагнитной волны частично поглощается электронами металла, чтоприводит к изменению их температуры; она, в свою очередь, определяетдиэлектрическую проницаемости металла. Таким образом, при фотовозбужденииэлектронов металла меняется дисперсия поверхностной электромагнитной волны(1.3), что приводит к изменению характеристик сигнального импульса.Основными преимуществами использования импульса ППП в качестве накачкивместо лазерного импульса являются, во-первых, возможность уменьшенияпространственных масштабов управления характеристиками сигнального ППП, и,во-вторых, возможность уменьшения плотности энергии применяемого вэкспериментах лазерного излучения за счет увеличения поглощения энергииоптических волн в металле при возбуждении ППП (Глава 1).452.1Процессыметаллафотовозбужденияприраспространенииитермализацииимпульсаэлектроновповерхностныхплазмон-поляритоновПри взаимодействии оптического импульса с металлом его энергия частичнопоглощаетсяквазисвободнымиэлектронамипроводимости.Послефотовозбуждения электронов происходит их взаимодействие с невозбужденнымиэлектронами и кристаллической решеткой металла, что приводит к уменьшениюэффективнойтемпературыэлектронногогазаTe.Такимобразом,прифотовозбуждении электронов наблюдается временная динамика измененийдиэлектрической проницаемости металла εm: абсолютная величина изменениядиэлектрической проницаемости металла |Δεm| возрастает до максимальногозначения на временных масштабах длительности оптического импульса (дляимпульсов с длительностями 30-100 фс) и затем экспоненциально убывает схарактерным временем релаксации порядка 500 фс для хорошо проводящихметаллов (Глава 1).

Величина Δεm в первом приближении линейно зависит от долиэнергии оптического импульса, поглощенной в металле, и, следовательно, отплотности энергии импульса Ф0 [142]. Типичные значения плотностей энергии Ф0лазерных импульсов, при которых наблюдались относительные изменениядиэлектрической проницаемости Δεm/εm до 7%, составляют 1,3-4 мДж/см2[123,142].

Такие большие значения Ф0 необходимы из-за высоких значенийРис.2.1.Схемапространственногораспределениянеоднородностидиэлектрическойпроницаемости металла Δεm (темная область), фотоиндуцированной импульсом поверхностныхэлектромагнитных волн. Стрелками указано направление распространения импульса имаксимума Δεm.46коэффициента отражения металлических поверхностей и, как следствие, слабогопоглощения энергии импульса накачки.При возбуждении ППП до 100% энергии объемного лазерного импульсапереходит в поверхностную волну, и электромагнитное поле локализуется вблизиграницы раздела металл/диэлектрик, что приводит к увеличению поглощенияоптической энергии в металле (Глава 1).

Поэтому, при распространении импульсаППП происходит большее изменение температуры электронов ΔTe, чем в случаеобъемного лазерного импульса при той же плотности энергии Ф0. Этоподтверждается экспериментальными данными. Например, в работе [123] прифотовозбужденииэлектронов импульсомПППв плазмонном кристаллелазерными значение ΔTe ~ 3500 К при плотности энергии лазерного импульсанакачки Ф0 = 0,5 мДж/см2, а в работе [142] при использовании лазерногоимпульса с Ф0 = 4,1 мДж/см2 максимальное изменение температуры электроновсоставило ΔTe ≈ 1400 К.Также при фотовозбуждении электронов импульсом ППП максимуминдуцированного изменения диэлектрической проницаемости металла Δεmдвижется вдоль границы металл/диэлектрик совместно с импульсом накачки (Рис.2.1).

При этом временную и пространственную зависимости диэлектрическойпроницаемости металла в случае фотовозбуждения электронов пульсом ППП вприближенно можно описать следующей формулой: m ( x, t )   max ( , Te ) f ( ) ,(2.1)где τ = t - x/up – временная координата, связанная с групповой скоростьюимпульса накачки u p  (  ) | p ; значение τ = 0 фс соответствует центруимпульса; Δεmax – амплитуда изменений индуцированной неоднородностидиэлектрическойпроницаемости,величинаΔεmaxможетприниматькакположительные, так и отрицательные значения в зависимости от длины волнынаблюдения λ; f(τ) – функция, описывающая пространственно-временную форму47неоднородностидиэлектрическойпроницаемостиεm;направлениеосихсоответствует направлению распространения импульса ППП.Формафункцииf(τ)выбираласьисходяизаппроксимацииэкспериментальных данных из работы [123] для процессов фотовозбуждения итермализации электронов металла импульсом ППП, и изменялась для импульсанакачки, движущегося вдоль оси х (Рис.

2.1). В итоге f(τ) имеет вид:  2  ,f ( )   1  erf  exp22relax  relax relaxгде erf ( x) 2xet 2dt – функция ошибок Гаусса,(2.2)   pump / 2 , τpump – длительность0импульса накачки по уровню интенсивности 1/e, профиль интенсивностиимпульсов при рассмотрении выбрался гауссовымI ( )  I 0e22 2; τrelax –характерное время релаксации величины Δεm, ξ – нормировочная константа,выбираемая таким образом, чтобы максимальное значение функции f(τ) равнялосьединице.Форма f(τ) (Рис. 2.2) повторяет профиль распределения изменениятемпературы электронов металла ΔTe: f(τ) практически равна нулю для значенийпространственно-временной координатыτвпередиэлектроныимпульсанакачки,металланаходятсягдевравновесном состоянии; f(τ) возрастаетпри значениях координаты τ, лежащихвнутриимпульса,гдеэлектроныпоглощают энергию ППП быстрее, чемотдают ее за счет процесса термализацииРис. 2.2.

Форма функции f(τ) из выражения(Глава 1), так как для рассматриваемых(2.2) придлительностей импульсов 30-100 фс иτrelax = 500 фс. Пунктиром указан профильхорошопроводящихметаллов48параметрахτpump = 30 фс,огибающей импульса накачки А(τ).выполняется соотношение τrelax >> τpump; и f(τ) экспоненциально убывает длязначений координаты τ в области за импульсом накачки, где происходит процесстермализации электронов с характерным временем τrelax.Спектральная зависимость изменений диэлектрической проницаемостиΔεmax(λ, ΔTe) определяется структурой энергетических уровней металла.

Дляопределенности в ходе работы рассмотрено распространение импульсов ПППвдоль гладкой поверхности золота с диэлектрической проницаемостью и ееизменениями Δεm, описываемыми моделью из работы [102] (Рис. 1.16), краткоизложенной в Главе 1. Величина Δεm определяется изменением температурыэлектронов ΔTe и, следовательно, зависит от части энергии импульса накачки,которая поглощается в металле. Коэффициент поглощения металла также имеетспектральную зависимость, и, следовательно, доля поглощенной энергииимпульса накачки определяется его центральной длиной волны λpump, а также егоплотностью энергии Ф0.Таким образом, распространение импульса накачки сцентральной длиной волны λpump индуцирует изменения температуры электроновΔTe, и это приводит к изменению диэлектрической проницаемости Δεm на всехчастотах.

Следовательно, влияние распространения импульса накачки наРис. 2.3. Схема взаимодействия сигнального импульса ППП (с меньшей по амплитудой) снеоднородностью диэлектрическойпроницаемости, создаваемой при фотовозбужденииэлектронов металла ППП-импульсом накачки (с большей амплитудой), и возможная схемареализации эксперимента по схеме «накачка-зондирование» с возбуждением импульсов ППП ипереизлучением их в дальнюю зону решеточным методом.

Градиентом темного цвета условноотмеченопространственноераспределениедиэлектрической проницаемости металла Δεm (x, t).49фотоиндуцированнойнеоднородностисигнальный импульс ППП будет происходить не только на длине волны λpump,таким образом, центральную длину волны сигнального импульса ППП λ0 вдальнейших рассуждениях можно выбирать независимо от λpump.В следующем разделе приведен вывод уравнений, описывающих динамикуамплитуд импульсов ППП накачки и сигнального, распространяющих вдольграницы раздела металл-диэлектрик с учетом неоднородность диэлектрическойпроницаемости металла, создаваемой импульсом накачки за счет процессафотовозбуждения электронов, который описан выше.

На Рис. 2.3 представленасхема возможной реализации эксперимента по методике «накачка-зондирование»для наблюдения взаимодействия двух импульсов ППП изображена: лазерныеимпульсы преобразуются в импульсы ППП на первой металлической решетке (см.способы возбуждения ППП, Глава 1) и после распространения вдоль гладкойграницы металла переизлучаются в дальнюю зону на второй решетке.

Даннаясхема эксперимента для наблюдения изменений характеристик импульса ПППпри внешнем оптическом воздействии использовалась, например, в работе [119].Для преобразования лазерных импульсов в импульсы ППП и обратно можноиспользовать также и диэлектрические призмы вместо металлических решеток(Глава 1).2.2Теоретическоеописаниединамикиимпульсовплазмон-поляритонов накачки и сигнального в приближениимедленно меняющейся амплитудыДля описания взаимодействия двух импульсов ППП в работе использованметод медленно меняющейся амплитуды. Основы метода изложены для случаяраспространения лазерных импульсов в оптических волокнах в работе [143] и длявзаимодействия пучков и импульсов ППП, распространяющихся вдоль границыметалла и нелинейного диэлектрика, в работах в [144,145].50Из уравнений Максвелла с учетом нелинейной поляризуемости средыполучается волновое уравнение [146]:1  2E 4  2 PE  2 2  2 2 ,c tc t(2.3)где Р = Pl + Pnl - поляризация среды, Pl – ее линейная часть, Pnl – нелинейная часть,котораяопределяетсявлияниемимпульсанакачкинадиэлектрическуюпроницаемость металла.При решении уравнения (2.3) предполагается, что, во-первых, |Pnl| << |Pl|, тоесть импульс накачки создает малое возмущение поляризации среды; во-вторых,поляризация импульса ППП при распространении сохраняется и можноиспользоватьскалярныйподход;в-третьих,импульсыПППквазимонохроматические, т.е.

Характеристики

Список файлов диссертации