Автореферат (1105406), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Резонансное возбуждение поверхностных плазмон-поляритонов в7плазмонных кристаллах на основе серебряных наноструктурированных пленок приводит к временной модификации отраженных фемтосекундных лазерных импульсов. Вид зависимости определяется параметрами резонансатипа Фано и параметрами используемого лазерного импульса.2. Фемтосекундная временная зависимость экваториального магнитооптического эффекта Керра в одномерных магнитоплазмонных кристаллах на основе железа обусловлена возбуждением поверхностных плазмонполяритонов.
Характер временной зависимости экваториального магнитооптического эффекта Керра определяется спектральным положением центральной длины волны лазерного импульса относительно резонансных особенностей в оптическом отклике магнитоплазмонных решеток.3. Возбуждение резонансов Ми в массиве нанодисков гидрогенизированного аморфного кремния приводит к усилению эффекта нелинейнооптического самовоздействия.
Имеет место восьмидесятикратное увеличение глубины модуляции коэффициента пропускания образцов по сравнениюс пленкой гидрогенизированного аморфного кремния, обусловленное локальным усилением поля накачки из-за возбуждения магнитно-дипольногорезонанса в нанодисках. Значение коэффициента нелинейного поглощенияв образцах нанодисков существенно превышает значение для гидрогенизированного аморфного кремния.4. Существует фотоиндуцированное оптическое переключение коэффициента пропускания с длительностью менее 100 фс и с глубиной модуляции ∆T /T ≃ 1%, усиленное локализованными магнитно-дипольными резонансами Ми в наноструктурах в виде массива субдлинноволновых дисковиз гидрогенизированного аморфного кремния.
Выбором параметров спектра фемтосекундного импульса относительно спектра резонансов Ми можнообеспечить уменьшение влияния вклада свободных носителей во временнойоптический отклик таких наноструктур.Личный вклад автора является определяющим: все результаты работыполучены либо лично автором, либо при его непосредственном участии.Апробация работы проводилась на основных профильных российскихи международных конференциях последних лет, в том числе:• Международная конференция “Days on Diffraction”, Санкт-Петербург,Россия, май 2014.8• Международная конференция “Frontiers in Optics (FIO)”, Флорида, Соединенные штаты Америки, октябрь 2013.• Международная конференция “The International Conference on Coherentand Nonlinear Optics/The Lasers, Applications, and Technologies(ICONO/LAT) 2013”, Москва, Россия, май 2013.• Международная конференция “12th Joint MMM/Intermag Conference”,Чикаго, США, январь 2013.• Международная конференция “5th International Conference on MaterialsScience and Condensed Matter Physics”, Кишинев, Молдавия, сентябрь2010.• Международная конференция “The International Conference on Coherentand Nonlinear Optics/The Lasers, Applications, and Technologies(ICONO/LAT) 2010”, Казань, Россия, май 2010.• Всероссийская конференция “Оптика-2009”, Санкт-Петербург, Россия,сентябрь 2009.Основные результаты диссертации опубликованы в печатных работах,список которых приводится в конце автореферата, в том числе в 5 публикациях в журналах “Письма в ЖЭТФ” [1, 2], “Journal of Applied Physics” [3],“Physical Review B” [4] и “Nano Letters” [5].Содержание работыПервая глава содержит обзор литературы, касающийся возбуждения поверхностных плазмон-поляритонов, их динамики, магнитооптических эффектов в плазмонных кристаллах, а также понятия оптического магнетизмав кремниевых наноструктурах с резонансами Ми.Вторая глава посвящена экспериментальному исследованию временной модификации фемтосекундных лазерных импульсов при ихотражении от плазмонных кристаллов.
Показано, что при использовании лазерных импульсов с длительностью, сравнимой с временем жизни поверхностных плазмон-поляритонов, наблюдаетсясильная спектральная зависимость формы огибающей отраженногофемтосекундного импульса, которая зависит от параметров резонанса типа Фано и параметров используемых лазерных импульсов.9Исследуемые образцы плазмонных кристаллов представляют собой пленки серебра толщиной около 50 нм, напыленные наполимерную подложку с периодическим поверхностным рельефом. На рис. 1 представлено изображение поверхности образца, полученное при помощи растрового электронного микроскопа.
Период одномерной решетки равен 750±10 нм, глубина модуляцииоколо 60 нм.Спектры отражения оптического излуРис. 1: (а) Схематичное изоб- чения измерены в диапазонах углов падеражение образца. (б) Изоб- ния от −4◦ до 4◦ и от 16◦ до 70◦ с шаражение образца плазмонно- гом 1◦ в диапазоне длин волн от 400 дого кристалла, полученное при 800 нм. Результаты измерений частотнопомощи растрового электрон- угловых спектров отражения R(λ, θ) p-поного микроскопа.ляризованного излучения представлены нарис. 2(a). Наблюдаются четыре резонанса,обусловленные выполнением условий синхронизма для возбуждения ПП награнице раздела серебро-воздух для порядков дифракции n = ±1, −2 и −3.Вектор обратной решетки G связан с волновым вектором ПП ksp и векторной проекцией kinc волнового вектора падающего на поверхность излученияk0 равенством: ksp = kinc + nG, n ∈ Z, kinc = k0 sin θ, где k0 — модульволнового вектора падающего излучения, kspp — модуль волнового вектораповерхностного плазмон-поляритона, θ — угол падения оптического излучения на образец.
Частотно-угловая зависимость (рис. 2(а)) соответствуетзакону дисперсии ПП при его возбуждении решеточным методом.На рис. 2(б) представлен спектр коэффициента отражения p-поляризованного излучения при θ = 67◦ . Резонанс имеет характерный контур типа Фано. Такой контур в спектре коэффициента отражения R(ω) ≡ |r(ω)|2может быть представлен в виде комплексной суммы нерезонансного отражения падающего излучения и резонансного возбуждения ПП с лоренцевойf Γeiφ, где C0 — амплитуда нерезонансногоформой линии: r(ω) = C0 +ω − ωR + iΓ10Рис. 2: (a) Зависимость коэффициента отражения образца плазмонного кристалла от угла падения и длины волны p-поляризованного излучения.
Спектральная зависимость коэффициента отражения p-поляризованного излучения при θ = 67◦ (б), при θ = 1◦ (в).отражения, φ — разность фаз между резонансной и нерезонансной компонентами, f — сила осциллятора, ωR — частота лоренцева резонанса, Γ —ширина резонанса, обусловленная затуханием ПП.Спектр коэффициента отражения для угла падения θ = 1◦ , представленный на рис. 2(в), содержит два максимума, которые соответствуют резонансам ПП.
Расстояние между ними является минимальным при нормальном падении, постепенно увеличиваясь при увеличении угла падения. Приn = ±1 резонансы должны пересекаться при θ = 0◦ в окрестности длиныволны λ ≈ 750 нм. На графиках спектров коэффициента отражения это ненаблюдается, поэтому можно предположить о существовании запрещеннойзоны ПП.Временна́я модификация фемтосекундных импульсов исследовалась методом измерения интенсивностных кросс-корреляционных функций.
В качестве источника излучения использовался титан-сапфировый лазер с длительностью импульсов 150–200 фс, частотой повторения 80 МГц и центральной длиной волны λ0 , перестраиваемой в диапазоне от 710 до 1020 нм. Лазерный импульс разделялся на светоделительной пластинке на два, одиниз которых, опорный, проходил через оптическую линию задержки, второй, сигнальный, отражался от образца. Далее они сводились на нелинейном кристалле бета-бората бария (BBО), и импульс неколлинеарной второй11гармоники регистрировался фотоэлектронным умножителем (ФЭУ). Зависимость сигнала ФЭУ от времени задержки между импульсами τ представляла собой кросс-корреляционную функцию (КФ) второго порядка:! +∞! +∞2ICF (τ ) ∼(E1 (t)E2 (τ − t)) dt =I1 (t)I2 (τ − t)dt,(1)−∞−∞где E1 (t) — напряженность электрического поля в импульсе, выходящем излазера, и E2 (t) — напряженность электрического поля импульса, преобразованного образцом.
При использовании p-поляризованного излучения регистрировалась КФ. В случае s-поляризованного излучения регистрироваласьавтокорреляционная функция (АФ), так как возбуждения ПП не происходило и импульс отражался от образца без изменений.Измерения кросс-корреляционных функций второго порядка были проведены в диапазоне длин волн от 710 до 800 нм с шагом 1 нм.
На рис. 3 представлены нормированные КФ, измеренные при резонансных (λ0 = 722 нм,λ0 = 726 нм, λ0 = 730 нм) и нерезонансной (λ0 = 780 нм) длинах волн.Нуль на графиках соответствует положению максимума автокорреляционной функции. Для длины волны λ0 = 722 нм было задетектировано каксмещение максимума КФ, так и увеличение ширины на полувысоте по сравнению с автокорреляционной функцией. Уширение связано с переизлучением поверхностных плазмон-поляритонов.
С использованием параметровэксперимента и значений, полученных из аппроксимации спектра отражения спектральным контуром Фано по теореме о Фурье-образе свертки двухфункциий, был посчитан временной профиль фемтосекундного импульсаE2 (t), отраженного от образца (серая кривая).
Для данной длины волныимпульс так же удлиняется по сравнению с нерезонансным при λ0 = 780 нм.Для длины волны, соответствующей перегибу на спектре коэффициента отражения, λ0 = 726 нм, наблюдается как уширение КФ, равное 45 ± 2 фс,так и уширение рассчитанного импульса. Для длины волны λ0 = 730 нм, соответствующей минимуму резонанса типа Фано, наблюдается сужение КФна 16 ± 5 фс и смещение ее максимума в область отрицательных значений,которое равно −43 ± 5 фс. В восстановленном импульсе наблюдается сильное изменение формы E2 (t) — возникает локальный минимум огибающейотраженного импульса.12Рис. 3: Результаты измерений нормированных кросс-корреляционных функции второго порядка (τ — время задержки между двумя импульсами)при возбуждении поверхностных плазмон-поляритонов (черные точки) приразличных центральных длинах волн лазерных импульсов: λ0 = 722 нм,λ0 = 726 нм, λ0 = 730 нм.
Длина волны λ0 = 780 нм соответствует нерезонансному случаю. Численный расчет временной зависимости напряженности электрического поля импульса, отраженного от образца (серый график).Изменения в импульсе могут быть описаны моделью резонанса типа Фано, который представляет из себя сумму нерезонансного отражения падающего излучения и резонансного возбуждения ПП.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
