Автореферат (1105406), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Если нерезонансно отраженный и резонансно переизлученный импульсы синфазны, то они интерферируют конструктивно и происходит смещение максимума КФ в положительную сторону по шкале времени и ее уширение (λ0 = 722 нм,λ0 = 726 нм). Если импульсы находятся в противофазе, они интерферируютдеструктивно, что обуславливает смещение максимума КФ в отрицательнуюсторону и сужение КФ (λ0 = 730 нм). В этом случае в самом импульсе заметно сильное изменение профиля, и при совпадении амплитуд этих двухвкладов возникает локальный минимум E2 (t).Рассмотрим угол падения оптического излучения на образец, равныйθ = 1◦ , при котором наблюдается два резонанса возбуждения ПП. Для длинноволнового резонанса было задетектировано небольшое изменение КФ впределах экспериментальных ошибок.
Следовательно, или время жизни ПП,или амплитуда возбуждения поверхностных плазмон-поляритонов малы посравнению с нерезонансным вкладом в отраженный импульс. На рисунке 4показана серия КФ, измеренная в окрестности коротковолнового резонансаλ0 = 740 нм. Наблюдается сильное изменение формы корреляционной функ-13Рис. 4: Нормированная кросс-корреляционная функция для длин волн λ0от 738 до 741 нм в области плазмонной запрещенной зоны ПП.ции — как уширение КФ, так и возникновение второго максимума, которыйсоответствует переизлучению ПП.Управление оптическим откликом плазмонных наноструктур, включаяего усиление или подавление в определенные моменты времени, осуществимо, когда время жизни ПП сопоставимо с длительностью используемых лазерных импульсов.
Это невозможно ни в случае сверхкоротких импульсов, когда оптический отклик определяется переизлученной плазмонполяритонной компонентой, ни в случае непрерывной накачки. Показано,что при использовании лазерных импульсов с длительностью, сравнимой свременем жизни поверхностных плазмон-поляритонов, наблюдается сильная спектральная зависимость формы огибающей отраженного фемтосекундного импульса, которая зависит от параметров резонанса типа Фанои параметров используемых лазерных импульсов.Третья глава посвящена экспериментальному исследованию временнойзависимости экваториального магнитооптического эффекта Керра в магнитоплазмонных кристаллах.
В качестве объектов изучения рассматриваютсяодномерные субволновые решетки с периодом 750 ± 10 нм, на которые напылена железная пленка толщиной 100 нм и слой SiO2 толщиной 10 нм.Геометрия образцов аналогична рассмотренной в предыдущей главе. Экспериментально обнаружено резонансное возбуждение ПП в частотно-угловомспектре коэффициента отражения.
Для угла падения оптического излучения на образец θ = 5◦ задетектировано плазмон-индуцированное усилениеэкваториального эффекта Керра (рис. 5(а)) по сравнению со значением дляжелезной пленки. Эффект для данной геометрии состоит в относительном14изменении интенсивности p-поляризованного излучения при отражении отнамагниченной среды. Эффект Керра выражается безразмерной величиной∆Iδ=, где ∆I — изменение интенсивности света при приложении к образцуI0магнитного поля, а I0 — интенсивность света, отраженного от ненамагниченного образца. Для данного резонанса значение экваториального МОЭКδ убывает в диапазоне длин волн от 760 до 795 нм и принимает минимальное значение δ = 0.9 ± 0.5% при λ ≈ 795 нм. Затем наблюдается рост значения экваториального МОЭК, которое принимает максимальное значениеδ = 7.5 ± 0.5%.Для исследования временной зависимости экваториального магнитооптического эффекта Керра была собрана экспериментальная установка,аналогичная представленной в предыдущей главе.
Использовался титансапфировый лазер с длительностью импульсов 45–50 фс, частотой повторений 80 МГц, диапазоном перестройки от 770 нм до 840 нм, а такжеэлектромагнит с амплитудой поля между катушками 300 Гс. В этой схемекросс-корреляционные функции регистрировались на двух частотах. Одна на частоте оптического прерывателя ICF,fC , для регистрации КФ какв предыдущей главе. Другая — на частоте магнитного поля. В этом случае, детектируемая КФ пропорциональна изменениям в лазерном импульсе ∆Imagn (M, t), связанным с намагниченностью образца: ICF,fM (M, τ ) ∝"∞"∞∆Imagn (M, t)I1 (t − τ )dt =δ(t)I2 (0, t)I1 (t − τ )dt.−∞−∞Для подтверждения возбуждения поверхностных плазмон-поляритоновво временной зависимости экваториального МОЭК для данных импульсовсначала были измерены ширины кросс-корреляционных функций на частоте оптического прерывателя ICF,fC для импульса, отраженного от образца.На рисунке 5(б) приведена зависимость ширины КФ для случая возбуждения поверхностных плазмон-поляритонов.
Для сравнения показано значениеширин автокорреляционных функций импульсов, измеренных при помощиавтокоррелятора, помещенного до образца. Наблюдается увеличение ширины КФ, которое хорошо коррелирует со спектром отражения (серая кривая).Следовательно, в отраженном от магнитоплазмонного кристалла импульсеприсутсвует вклад от возбуждения ПП с временем жизни, сопоставимым сдлительностью фемтосекундных импульсов.15Рис.
5: (а) Спектральная зависимость коэффициента отражения и экваториального МОЭК одномерной магнитоплазмонной решетки в случае возбуждения ПП. Серая кривая — экваториальный МОЭК, черная кривая— коэффициент отражения. (б) Белые точки: значения ширины кросскорреляционных функций для импульсов, отраженных от образца магнитоплазмонного кристалла. Черные точки: значения автокорреляционныхфункций для тех же импульсов. Серая кривая: график спектральной зависимости коэффициента отражения магнитоплазмонного кристалла.Для подтверждения наличия плазмон-индуцированной временной зависимости магнитооптического эффекта Керра была измерена величинаICF,fM (M, τ )∆(M, τ ) =для различных центральных длин волн лазерныхICF,fC (τ )импульсов.
На рисунке 6(а) приведена зависимость величины ∆(M, τ ) и соответствующая ей КФ для трех характерных случаев. На рисунке 6(б) показан спектр используемых лазерных импульсов на фоне спектра экваториального МОЭК: при λ0 = 784 нм, когда спектр импульса находится вкоротковолновой области резонанса, при λ0 = 808 нм — в максимуме резонанса, и когда центральная длина волны импульса λ0 = 830 нм соответствует длинноволновой области резонанса. На графиках ∆(M, τ ) наблюдаетсяспад значений на временах от 0 до 100 фс, когда спектр лазерного импульсанаходится в коротковолновой области резонанса, а при увеличении длиныволны величина ∆(M, τ ) начинает расти со временем.
Следовательно, в зависимости от спектрального положения лазерного импульса относительнорезонанса ПП наблюдается либо положительная, либо отрицательная про-16Рис. 6: (а) Фемтосекундная временная зависимость ∆(M, τ ) (серые точки)и КФ импульсов (черная кривая) при возбуждении ПП, центральная длинаволны импульса λ0 указана над графиком. (б) Спектры использованныхлазерных импульсов (штриховые кривые) и спектр экваториального МОЭКδ(M ) (черная кривая).изводная по времени для ∆(M, τ ).
Аналогичные измерения были проведены для различных конфигураций эксперимента, в которых не возбуждаетсяПП, и получено внутриимпульсное изменение значения ∆(M, τ ) в диапазоне1%. На основе модели резонанса с лоренцевой спектральной линией контура был проведен численный расчет и получено, что аналогичная внутриимпульсная динамика наблюдается и для временной зависимости МОЭК,δ(t).
При приложении магнитного поля изменяются значения недиагоальных компонент тензора диэлектричекой проницаемости, а, соответственно,изменяются условия возбуждения ПП. Показано, что для железа в даннойспектральной области основной вклад вносит мнимая часть вектора гирации, что приводит к изменениям времени жизни ПП, то есть ширины резонанса, и смещению резонансной длины волны ПП. Эти изменения и вносятвклад во временную зависимость магнитооптического эффекта Керра.Четвертая глава посвящена экспериментальному изучению субпикосекундного нелинейно-оптического отклика полностью диэлектрических наноструктур в виде массива субдлинноволновых дисков из гидрогенизированного аморфного кремния.Образцы полностью диэлектрических наноструктур были изготовленыА.
C. Шороховым из гидрогенизированного аморфного кремния (a-Si:H),обладающим большим значением нелинейно-оптических восприимчивостей.17Времена релаксации носителей в нем существенно быстрее, например посравнению с кристаллическим кремнием. Изготовлена серия массивов нанодисков высотой 130 ± 5 нм с различным радиусом — от 105 ± 5 до 140 ± 5 нм.Период структуры для всех образцов равнялся 400 нм. На рисунке 7(а) представлено изображение образца с радиусом диска d ≈ 125 нм, полученное припомощи электронного микроскопа.В спектрах коэффициента пропускания данных образцов задетектировано два резонанса, которые соответствуют возбуждению магнитнодипольного резонанса и электрического дипольного резонанса. На рисунке 7(б) показан спектр одного из образцов и стрелками указано положениерезонансов.Для характеризации нелинейно-оптических свойств образцов была измерена зависимость коэффициента пропускания от мощности падающего излучения, метод I-сканирования.
Использовалось излучение титансапфирового лазера с центральной длиной волны λ0 = 775 нм и спектральной шириной импульсов ∆λ ≈ 27 нм, с частотой повторения импульсовν = 80 МГц. Длительность лазерных импульсов составляла τ ≈ 45 фс. Падающая на образец интенсивность была равна I ≈ 25 ГВт/см2 . На рисунке 7(б) показан спектр образца и спектр лазерного импульса, находящийсяв длиноволновой области магнитного резонанса.
На рисунке 7(в) представ-Рис. 7: (а) Изображение образца массива кремниевых нанодисков, полученное при помощи сканирующего электронного микроскопа. (б) Спектр коэффициента пропускания образца. Стрелками указано положение резонансовМи. Серым нанесен спектр используемого лазерного импульса. (в) Зависимость коэффициента пропускания образца от значения падающего на негооптического потока.18лена зависимость коэффициента пропускания образца T от величины падающего на образец оптического потока F . Линейный спад интенсивностипрошедшего излучения при увеличении мощности падающего излучения наобразец характерен для процесса двухфотонного поглощения, на рисункеобласть I.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
