Диссертация (1105407), страница 11
Текст из файла (страница 11)
При этом, время релаксациисвободных носителей при малых значениях концентрации почти постоянно.Обзор литературы58Рис. 32: Экспериментальные графики зависимостей времени релаксации от плотности носителей для аморфного кремния и для гидрогенизированного аморфногокремния.Процесс фотогенерации свободных носителей протекает почти мгновенно — обэтом можно сделать вывод исходя из момента достижения максимального значения изменения коэффициента отражения.
Авторами экспериментально получено,что концентрация свободных носителей линейно зависит от значения оптическогопотока F , поглощенного средой: F α(1 − R), где α — коэффициент поглощения,R — коэффициент отражения. Зависимость максимального изменения коэффициента отражения от числа фотоиндуцированных свободных носителей показанана рис.
33.Для описания процесса релаксации в работе используется модель Друде c затуханием. Это позволяет оценить изменение действительной и мнимой частей диэлектрической проницаемости аморфного кремния:∆ϵ1 =−N e2,m ∗ ϵ0 (ω 2 + τd−2 )(29)−∆ϵ1,ωτd(30)∆ϵ2 =где τd = 0.8 фс — время столкновения свободных носителей в модели Друдедля гидрогенизированного аморфного кремния, полученное из эксперименталь-Обзор литературы59Рис. 33: График зависимости максимального изменения коэффициента отраженияот плотности фотоиндуцированных свободных носителей.ных данных, как и m∗ = 0.12m0 — эффективная масса носителей, где m0 — массаэлектрона, ωp — плазменная частота, равная (4πN e2 /m ∗ n2 )1/2 , N — фотоиндуци-рованная плотность электронно-дырочной плазмы, e — заряд электрона.
МодельДруде считается неприменимой в случаях, когда длина пробега свободных носителей меньше межатомного расстояния [119]. Но, ее часто используют для жидкихполупроводников, жидких металлов, аморфных материалов и других случаев, когда длина пробега сопоставима с межатомным расстоянием, так как модель даетнеплохое соответствие с экспериментальными результатами. Время столкновениясвободных носителей получается таким маленьким из-за случайного распределения потенциала беспорядка, который относится к аморфным материалам.3.6.
Управление оптическим откликом систем с резонансами МиПроцесс фотогенерации электронно-дырочной плазмы был использован в качестве способа управления оптическим магнетизмом в кремниевых нанодисках исферах [158, 159]. В работе [158] процесс фотогенерации электронно-дырочнойплазмы в наночастице из кремния изменяет диэлектрическую проницаемость материала, что приводит к возможности смещать спектральное положение электрического и магнитного дипольных резонансов. На рисунке 34 представлена чис-Обзор литературы60ленная зависимость нормированного спектра рассеяния при трех значениях оптического потока от 0 до 100 мДж/см2 , падающего на частицу. Получено, что приувеличении оптического потока максимум рассеяния сдвигается в коротковолновую область спектра. В этом случае для фиксированной длины волны λ = 800 нмдиаграмма рассеяния также будет изменяться (рис. 34(б)).
При малых интенсив-Рис. 34: (а) Графики зависимости нормированного спектра рассеяния диэлектрической наночастицы при трех значениях оптического потока. (б) Диаграмма рассеяния наночастицы при трех значениях оптического потока [158].ностях наблюдается рассеяние как по направлению хода излучения, так и противнаправления. При F = 100 мДж/см2 возможно подавление обратного рассеяния.В этом случае частица из кристаллического кремния работает как источник Гюйгенса [160, 161]. Для подтверждения численных расчетов были проведены экспериментальные измерения коэффициента отражения кремниевых наночастиц наподложке из диоксида кремния в зависимости от значения падающего на нихоптического потока. Рассмотрено два режима — резонансный и нерезонансный.Спектры исследуемых образцов приведены на рис.
35(а). На рисунке 35(б) показан рост значения коэффициента отражения в резонансном случае (красныеточки) на 20% при достижении значения оптического потока F = 30 мДж/см2 .Это является следствием изменения значения диэлектрической проницаемостикремния при фотоиндукции электронной плазмы свободных носителей, котораяОбзор литературы61приводит к сдвигу магнитно-дипольного резонанса в коротковолновую областьоптического спектра. При последующем росте интенсивности падающего излучения наблюдается спад коэффициента отражения. Скорее всего, наличие пикапри F = 30 мДж/см2 связано с совпадением максимума резонанса и длины волны накачки лазерного излучения, а последующий спад — с дальнейшим смещением резонанса в коротковолновую область, хотя в этом случае, смещение резонансной длины волны должно быть более 50 нм.
Для сравнения приведеныизмерения и для неструктурированого кремния (рис. 35(б) черные точки), длякоторого наблюдается уменьшение коэффициента отражения. В нерезонансномслучае (рис. 35(б) зеленые точки) наблюдается промежуточный вариант — задетектирован монотонный рост коэффициента отражения до 5%. Для изменениякоэффициента отражения на 20% требуется смещение спектрального положениярезонанса на несколько десятков нанометров.
Для этого требуется фотоиндукцияэлектронно-дырочной плазмы высокой плотности — 1020 –1021 см−3 . Оптическаямодуляция в проводниках, требующая такой плотной электронно-дырочной плазмы, является обратимым процессом с характерными временами 6–7 пс для кристаллического кремния, определяемая Оже рекомбинацией. В работе не приводятся характерные временные оценки и измерения временной динамики изменениякоэффициента отражения. Работа [159] также рассматривает возможность управления оптическим откликом в легированных полупроводниковых антеннах — сферах из кремния и германия, в инфракрасном диапазоне оптического излучения.Зависимость спектрального положения резонансов Ми от концентрации легирования свидетельствует о потенциальной возможности динамического управленияспектральным положением резонансов, изменяя плотность носителей.Следовательно, существуют все предпосылки к попытке использования наночастиц из кремния в качестве устройств для полностью оптического переключения.
При воздействии лазерным излучением на такую наночастицу за счетдвухфотонного поглощения в ней возможна фотогенерация свободных носителей. Из-за них, в системе изменяется показатель преломления, а соответственно иизменяется форма линии резонанса Ми. Это смещение может осуществляться лу-Обзор литературы62Рис. 35: (а) Спектры отражения двух образцов массивов наночастиц. Красная кривая — резонансный случай, когда спектральное положение магнитнодипольного резонанса пересекается со спектром используемого лазерного импульса, зеленая кривая — нерезонансный случай.
Верхняя левая вставка — изображение исследуемых образцов в оптический микроскоп. Нижняя вставка — изображение наночастицы, полученное при помощи растрового электронного микроскопа,рассмотренной в резонансном случае. Шкала соответствует 50 нм. (б) Графикзависимости нормированного коэффициента отражения от значения падающегона образец оптического потока. Красные точки — резонансный случай, зеленыеточки — нерезонансный случай, черные точки — график зависимости для неструктурированного кремния.
На вставке показано схематическое изображение экспериментальной установки по измерению коэффициента отражения для одиночнойнаночастицы [158].чем “накачки”, который будет изменять коэффициент пропускания луча “зонда”.Для того чтобы время релаксации в таких системах было минимальным, разумнееиспользовать не кристаллический кремний, а аморфный. Кроме того, для контролируемого изменения положения резонансов Ми в образцах лучше рассматриватьнаночастицы в виде массива наностолбиков — это позволит изменять как высотустолбиков, так и их радиус, то есть получить различное спектральное положениеэлектрического и магнитного дипольных резонансов Ми.
Целью четвертой главыданной диссертации является наблюдение эффекта самовоздействия и полностьюОбзор литературы63оптического переключения фемтосекундных импульсов в кремниевых наноструктурах с резонансами Ми.Глава IIПреобразование огибающей фемтосекундных импульсов,отраженных от плазмонных кристалловС развитием литографических методик появилась возможность создания наноструктурированных поверхностей с характерными размерами особенностей порядка длины волны оптического диапазона.
Такое наноструктурирование поверхности приводит к появлению качественно новых оптических свойств по сравнению с исходным материалом, что делает их потенциально интересными в качествеустройств нанофотоники. В наноструктурированных поверхностях возможно возбуждение конфигурационных резонансов, например резонансов поверхностныхплазмон-поляритонов. Характерное время жизни ПП равно нескольким десяткамили сотням фемтосекунд в оптическом диапазоне излучения, поэтому представляет особый интерес изучение временных характеристик таких квазичастиц припомощи фемтосекундных лазерных импульсов.
Ранее было показано, что профильотраженного и прошедшего через структуру импульса изменяется в зависимостиот положения ПП на дисперсионной кривой [3,9]. До настоящего времени не былипроведены спектральные измерения преобразования огибающей фемтосекундныхимпульсов при их взаимодействии с плазмонными наноструктурами. Это связанос тем, что методы с частотным разрешением не дают четкую временну́ю картинураспространения поверхностных плазмон-поляритонов, а временны́е методики достаточно сложны в реализации, и их результаты часто нельзя интерпретироватьоднозначно.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
