Диссертация (1105126), страница 21

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

Текст из файла (страница 21)

Изменения в небольших пределахдиэлектрической проницаемости спирали, периода трансляции структурного элемента,периода и диаметра винтовой линии, поперечного и продольного диаметров виткакачественно не меняют вид рис. 3.3.5, а только смещают центр области аномальногопропускания и меняют ее ширину. Например, с ростом  и фиксированных остальныхпараметрах ее ширина увеличивается, а центр смещается в сторону меньших значений / 0 .Перейдем к рассмотрению более общей задачи, когда материал транслируемойструктурной ячейки обладает безынерционной кубической нелинейностью.

Как и в случаелинейной среды ( a1  0 ) продольные z– компоненты векторов напряженностейэлектрических полей отраженного и прошедшего импульсов вдали от образца (приz  nh / 2 иz  nh / 2 ) обращаются в ноль, а поперечные ( x, y ) компонентыпрактически не изменяются в плоскости xy .Нарис. 3.3.6изображенытипичныегодографывекторанапряженностиэлектрического поля прошедшего через метаматериал лазерного импульса при различныхзначениях максимальной интенсивности P нормально падающего на среду линейнополяризованного вдоль оси 0 yимпульса с полушириной w  20 (   1.67 мкм,z0  50 ) в случае, когда структурная ячейка метаматериала является закрученнойвправо спиралью, а n  2 .

При P  1 (рис. 3.3.6 а) нелинейность метаматериалапроявляется слабо. В фиксированный момент времени степень эллиптичности эллипсаполяризации прошедшего импульса и угол поворота его главной оси плавно уменьшаютсяс ростом координаты распространения. Это происходит благодаря линейной оптическойактивности рассматриваемой среды.При увеличении пиковой интенсивности падающего на образец линейнополяризованного вдоль оси 0 y лазерного импульса происходит рост x -ой компонентынапряженности электрического поля распространяющегося излучения. На выходе из99Рис. 3.3.6.

Годографы векторов напряженностей электрических полей прошедших черезметаматериал лазерных импульсов приt  1075 фс ,n  2,a1  0.01 / I 0 ,M0  0 ,a1  0.01 / I 0 , P  1 (а) и P  3 (б).нелинейного метаматериала степень эллиптичности эллипса поляризации лазерногоимпульса и угол поворота его главной оси в фиксированный момент времениосциллируют с ростом координаты распространения (рис.

3.3.6 б). При этом среднеезначение M (z ) вначале убывает, а затем возрастает. Противоположным образомизменяется среднее значение (z ) .Такое влияние нелинейности материала спиралей также хорошо видно нарис. 3.3.7. На нем приведены зависимости от z (в мкм ) нормированной на Pбезразмерной интенсивности (а), степени эллиптичности (б) и угла поворота главной осиэллипса поляризации (в) импульса, прошедшего через состоящий из правозакрученныхспиралей метаматериал в момент времени 1075 фс в случае падения линейнополяризованного импульса.

Кривые 1 и 4 этого рисунка соответствуют годографамрис. 3.3.6.Наши исследования показали, что если структурные ячейки метаматериалаобладают нелинейными свойствами, то с ростом интенсивности падающего импульсаширина частотного интервала, внутри которого наблюдается режим селективногоотражения света, возрастает, причем его расширение происходит в сторону меньшихчастот.

Это иллюстрируют рис. 3.3.8, на которых изображены зависимости T ( / 0 )(рис. 3.3.8 а) и M ( / 0 ) (рис. 3.3.8 б), где 0  1.16 1015 рад/с , в случае падения на100Рис. 3.3.7. Зависимости отz(в мкм ) безразмерной интенсивности (а), степениэллиптичности (б) и угла поворота главной оси эллипса поляризации (в) прошедшегометаматериал импульса в момент времени 1075 фс при M 0  0 , n  2 , a1  0.01 / I 0 .Кривые 1 – 4 построены при P стремящемся к нулю, равном 1, 2 и 3.состоящий из правых спиралей образец ( n  8 ) циркулярно поляризованных импульсов справым (кривые 1) и левым (кривые 2) направлением вращения вектора напряженностиэлектрического поля. Видно, что если падающее излучение поляризовано по правомукругу ( M 0  1 ), то вблизи   0 возникает достаточно широкий частотный интервал, вкотором интенсивность прошедшего излучения составляет лишь несколько процентов отинтенсивности падающего, а M ( / 0 )  1 (рис.

3.3.8 б). При этом поляризованное полевому кругу падающее излучение ( M 0  1 ) полностью проходит (рис. 3.3.8 а). Степеньэллиптичности на выходе из среды M ( / 0 )  1 . Если бы образец состоял из левыхспиралей, то ситуация была бы обратной. Величина частотного интервала, в которомметаматериал ведет себя подобным образом, расширяется с ростом P в сторону низких101Рис.

3.3.8. Зависимости от частоты коэффициента прохождения (а) и степениэллиптичности (б) в случае падения циркулярных правополяризованных (красныекривые) и левополяризованных (синие кривые) импульсов полушириной w  2 приn  8 , a1  0.01 / I 0 и P  1 (сплошные линии), P  20 (пунктирные линии) и P  30(точки).частот.

Заметим, что в отличие от линейной среды, коэффициент пропускания T ( )благодаря нелинейным эффектам преобразования частоты теперь не обязан быть меньшеединицы.Метаматериалы, состоящие из трехмерных винтовых спиралей, в настоящее времяинтенсивно экспериментально исследуются [43,44]. Продемонстрирована возможность[43] их применения в качестве базового элемента широкополосного тонкопленочногоциркулярногополяризатораэлектромагнитногоизлучения.Этиструктурыизготавливаются методом лазерной литографии с последующим электрохимическимосаждением золота. При нормальном падении эллиптически поляризованного излученияна такую структуру имеет место существенное отличие коэффициентов прохождениянезависимых циркулярно поляризованных компонент электического поля в инфракрасномдиапазоне частот, превышающем одну октаву.

В заданном частотном интервале можноповысить контрастность циркулярного поляризатора, используя диэлектрические спирали,материал которых обладает пренебрежимо малой частотной дисперсией. Использование вэксперименте полимерного образца, спиральная структура которого содержит восемьпериодов,обеспечилокоэффициентами[44]двадцатикратноепрохожденияразличиеправополяризованноймеждуиусредненнымилевополяризованной102составляющих падающего излучения, если отсчитываемые от оси структуры углы падения(отклонения от нормального падения) меньше семи градусов. В [44] так же былоэкспериментально продемонстрировано , что вышеупомянутое отношение может бытьдаже сравнимо с показателями коммерческих образцов изоляторов Фарадея. Наскольконам известно, эксперименты по наблюдению нелинейной оптической активности вметаматериалах, состоящих из трехмерных винтовых спиралей, еще не проводились.Однако в [41] было экспериментально продемонстрировано, что этот эффект в планарныхметаматериалах может на семь порядков превышать оптическую активность кристаллайодата лития.

По нашему мнению, видимых ограничений для наблюдения нелинейнойоптической активности в трехмерных метаматериалах не существует.Основные результаты третьей главы.1. Используя FDTD метод, мы исследовали влияние параметров структурнойячейки полимерного метаматериала на пропускание и отражение нормально падающегона образец эллиптически поляризованного света. В случае импульсов длительностью внесколько десятков колебаний электрического поля временная динамика измененияполяризации прошедшего и отраженного импульсов описывалась на основе анализагодографа вектора напряженности электрического поля.

Если поляризация падающегоимпульса близка к линейной, то интенсивность прошедшего и отраженногоэллиптическиполяризованныхправополяризованногоимпульсовимпульсанапримерносреду,одинакова.состоящуюизПриправыхпаденииспиралей,максимальное значение напряженности в прошедшем импульсе практически на порядокменьше, чем при падении на среду левополяризованного импульса.

Если падающееизлучение имеет поляризацию близкую к циркулярной с вращением векторанапряженности электрического поля по левому кругу, то прошедший через такую средуимпульс имеет такую же поляризацию. При этом эллиптически поляризованныйотраженный импульс имеет достаточно сложную форму.2.

Установлено, что при падении лазерного излучения на метаматериал,состоящий из периодически расположенных в виде двухмерной решетки трехмерныхдиэлектрическихспиралей,внемвозникаютразличныережимыколебанийэлектрической и магнитной частей плотности энергии электромагнитного поля,обуславливающие эффект селективного отражения его циркулярно поляризованныхкомпонент.

При падении правополяризованного света на образец, состоящий изправозакрученныхспиралей,существуютмоментывремени,когдаплотностьэлектрической части энергии отлична от нуля только в материале спирали, а плотность103магнитной части энергии во всей среде практически обращается в ноль. Через половинупериода во всей среде плотность электрической части энергии равна нулю, а магнитнаячасть энергии электромагнитного поля сосредоточена в пространстве между виткамиспирали. При падении на такой образец левополяризованного излучения значенияплотностей электрической и магнитной частей энергии нигде не обращаются в ноль. Приэтом за половину периода электрическая и магнитная части энергии перетекают изодного конца спирали в другой.3. Если падающий сверхкороткий импульс имеет правую (левую) поляризацию,то существует достаточно широкий частотный интервал, в котором интенсивностьимпульса, прошедшего через состоящий из правозакрученных (левозакрученных)спиралей образец, составляет лишь несколько процентов от интенсивности падающего, аегополяризациянапряженностиблизкакэлектрическогоциркулярнойполяпоснаправлениемлевомувращения(правому)кругу.вектораПадающеелевополяризованное (правополяризованное) излучение в этом диапазоне частот припрохождении через образец практически не меняет свою поляризацию.

Небольшиеизменения диэлектрической проницаемости спирали, периода трансляции структурногоэлемента, периода и диаметра винтовой линии, поперечного и продольного диаметроввитка смещают центр области аномального пропускания и меняют ее ширину, неизменяя общей картины взаимодействия.4. Исследовано влияние параметров структурной ячейки (в первую очередьколичества полных витков трехмерной винтовой спирали) метаматериала, аналогичногоиспользуемому в экспериментальной работе [44], но обладающего безынерционнойкубической нелинейностью, на пропускание и отражение нормально падающего наобразец эллиптически поляризованного света. Показано, что при увеличении пиковойинтенсивности падающего на образец линейно поляризованного лазерного импульса впрошедшем среду импульсе происходит рост компоненты вектора напряженностиэлектрического поля, ортогональной напряженности электрического поля падающегоимпульса. На выходе из нелинейного метаматериала степень эллиптичности эллипсаполяризации лазерного импульса и угол поворота его главной оси в фиксированныймомент времени осциллируют с ростом координаты распространения.5.

Установлено разительное отличие оптических свойств используемогонелинейного метаматериала при прохождении через него циркулярно поляризованногоизлучения с противоположным направлением вращения векторов напряженностейэлектрическогополя.Вчастности,показано,чтосростоминтенсивностиполяризованного по правому (левому) кругу циркулярно поляризованного импульса,104имеющего длительность в несколько периодов колебаний электрического поля ипадающего на метаматериал, состоящий из периодически расположенных в видедвухмерной решетки трехмерных правозакрученных (левозакрученных) спиралей,обладающихбезынерционнымкубическимоткликом,происходитрасширениечастотного интервала, внутри которого практически все падающее излучение отражаетсяот среды, и сдвиг его нижней границы в сторону меньших частот.

Характеристики

Список файлов диссертации