Диссертация (1105407), страница 23
Текст из файла (страница 23)
Следовательно, независимоот распределения электромагнитного поля в наночастице, которое определяет типрезонанса, наблюдается абсолютно идентичный временной отклик системы, соответствующий эффекту двухфотонного поглощения.Вторым отличием является значение величины амплитуды провала при времени задержки τ = 0 фс: почти для всех образцов она постоянна и равна ∆T /T ≈0.25%. Отсутствие изменений в глубине провала связано с тем, что из-за наличияПолностью оптическое переключение лазерного излучения...144чирпа в импульсе в каждый момент времени наблюдается эффект двухфотонного поглощения, соответствующий определенной спектральной составляющей импульса. Здесь не происходит интегрирования эффекта двухфотонного поглощения по всему спектральному составу импульса, как в случае Фурье-ограниченныхимпульсов.Отметим, что для образцов (i–iii) задетектировано наличие длинного пикосекундного временного отклика.
При этом, максимальная амплитуда наблюдаетсядля образца (i), которая постепенно уменьшается для образцов (ii) и (iii). Результат абсолютно аналогичен представленным ранее в разделе 4.2.4.3.1 Обсуждение экспериментальных результатовРелаксация свободных носителей считается нежелательной для полностью оптического переключения в кремниевых фотонных устройствах, так как она существенно удлиняет временной отклик системы. Время релаксации зависит от типарекомбинации носителей в полупроводнике, который, в свою очередь, определяется как самим веществом, так и числом фотоиндуцированных носителей. Длякристаллического кремния время релаксации может достигать сотен пикосекунд.Для аморфного кремния — десятки пикосекунд.Как уже упоминалось в разделе 3.3.4, при генерации свободных носителей,происходит изменение показателя преломления и показателя поглощения среды∆n, ∆κ. С использованием результатов, полученных в работе [114], можно оценить изменения в образце из гидрогенизированного аморфоного кремния, возникающие из-за генерации плазмы свободных носителей.
Изменение мнимой идиэлектрической части среды описываются уравнениями:∆ε′ = −N e2,m ∗ ε0 (ω 2 + τd−2 )−∆ε1(57)ωτdгде τd = 0.8 фс — время столкновения свободных носителей в модели Друде, N —∆ε′′ =фотоиндуцированная плотность электронно-дырочной плазмы, которая пропорциональна значению оптического потока, падающего на образец и может бытьПолностью оптическое переключение лазерного излучения...145оценена как N = 1018 см3 , e — заряд электрона, m∗ = 0.12m0 — эффективнаямасса носителей, где m0 — масса электрона, ε — значение диэлектрической проницаемости гидрогенизированного аморфного кремния.
В результате, можно получить изменения показателя преломления и поглощения, вызванные фотогенерацией свободных носителей: ∆n = −0.01, ∆κ = 0.05.В ходе работы был проведен численный расчет методом конечных разностей вовременной области в коммерческом програмном пакете Lumerical. Были рассчитаны спектры коэффициентов пропускания периодических массивов нанодисковиз гидрогенизированного аморфного кремния для серии образцов, отличающихсярадиусом нанодисков. Период структуры был одинаковый и равнялся p = 430 нм,высота нанодисков также была постоянна и равнялась h = 130 нм, радиус изменялся от 90 нм до 155 нм.
На рисунке 85 сплошной кривой приведены рассчитанные спектры для невозмущенной системы. Для спектров с минимальным радиусом нанодисков можно выделить два резонанса, соответствующих электрическому и магнитному дипольным резонансам. При увеличении радиуса нанодисковспектральные положения резонансов сближаются и перекрываются. При радиусах r = 139, r = 150, r = 155 начинает наблюдаться не только провал в спектрпропускания, но и пик, возникающий из-за взаимного перекрытия резонансов.
Нарис. 85 красной штриховой линией показан спектр пропускания массивов нанодисков с измененными значениями диэлектрической проницаемости из-за наличия свободных носителей. В данном случае, плостность свободных носителей длянаглядности принималась равной N = 5 · 1019 . Для образцов с радиусами от 90 до130 нм изменения выглядят как сдвиг резонанса в коротковолновую область спектра. Для образцов, где наблюдается перекрытие электрического и магнитного дипольных резонансов, изменения, вызванное свободными носителями, более существенные. Например, для образца с радиусом дисков r = 139 нм на коротковолновом крае резонанса вклад от наличия свободных носителей существенно больше,чем на длинноволновом.
Полученный результат согласуется с экспериментальными данными (рис. 81): для образцов (i–iii), где перекрывались электрический имагнитный дипольные резонансы, наблюдался процесс релаксации свободных но-Полностью оптическое переключение лазерного излучения...146сителей.
Для образцов (iv–vii) этот процесс фактически не был задетектирован.Следовательно, подбором параметров образца и параметров лазерного импульса,возможно подавить нежелательную для переключения пикосекундную релаксацию свободных носителей. Исходя из полученных расчетных данных можно сделать вывод, что основной вклад в процесс полностью оптического переключениявносит именно двухфотонное поглощение. Ранее предполагалось что, аналогично результатам, представленным в работах [158, 159], такое переключение моглобы достигаться за счет генерации свободных носителей лучем “накачки”, которая приводит к изменению показателей преломления и поглощения.
Это сдвигаетрезонанс, что и регистрируется “зондом”. Эффективность переключения определялась бы именно добротноситью резонанса. Однако, в случае, представленномв диссертации, процесс генерации носителей дает лишь небольшой вклад, таккак используются небольшие мощности лазерного излучения, которые не могутприводить к сдвигу резонанса на несколько десятков нанометров.
Следовательно,процесс полностью оптического переключения в нанодисках из гидрогенизированного аморфного кремния осуществляется при помощи нелинейно-оптическогопроцесса двухфотонного поглощения.Было получено изменение коэффициента пропускания образца массива нанодисков в течение 65 фс на величину в 1% при значении оптического потока,падающего на образец F ≈ 35 мкДж/см2 .
По результатам I-сканирования можнополагать, что образцы с резонансным возбуждением Ми позволяют использоватьсущественно большие мощности оптического излучения, как минимум в 100 раз,что позволит увеличить величину эффекта. Также, используемый спектральныйдиапазон около запрещенной зоны a-Si:H является не самым привлекательнымиз-за относительно большого значения коэффициента линейного поглощения вматериале. Сдвиг резонансов в инфракрасный диапазон при увеличении размерананодисков позволит уменьшить коэффициент поглощения почти на два порядка. Это, в свою очередь, позволит использовать большие интенсивности лазерногоизлучения, соответственно, получить усиление нелинейно-оптических эффектов.В качестве подложки под массив нанодисков возможно использование теплопро-Полностью оптическое переключение лазерного излучения...147Рис. 85: Численный расчет спектров пропускания образцов массивов нанодисков.Сплошная черная кривая — невозмущенная система.
Красная штриховая кривая— возмущенная система.водящих материалов, например, как BeO вместо SiO2 , что также позволит увеличить мощность лазерного излучения. Кроме того, использование нанодисковс резонансами Ми позволяет подавить нежелательную для переключения пикосекундную релаксацию свободных носителей в гидрогенизированном аморфномкремнии и получить характерные времена переключения около 65 фс, а следовательно, нанодиски из a-Si:H потенциально могут быть внедрены в технологиюКМОП.Заключение148ЗаключениеОсновные результаты диссертационной работы можно сформулировать следующим образом.1. Экспериментально обнаружена временна́я модификация фемтосекундныхлазерных импульсов при отражении от образцов одномерных серебряных решеток с периодом d ≈ 750 нм при условии резонансного возбуждения поверхност-ных плазмон-поляритонов. Спектрально-временны́е измерения интенсивностныхкросс-корреляционных функции второго порядка показывают, что при длительности фемтосекундных импульсов, сопоставимой со временем релаксации поверхностных плазмон-поляритонов (30–100 фс), возникает сильная спектральная зависимость формы огибающей отраженного фемтосекундного импульса, описываемая параметрами резонанса типа Фано.
Обнаружено как уменьшение, так иувеличение длительности отраженного фемтосекундного импульса, проявляющееся в смещении максимума и изменении ширины кросс-корреляционной функциивторого порядка. Численный расчет кросс-корреляционной функции на основе модели резонанса типа Фано показывает качественное согласие экспериментальныхи численных результатов.2. Впервые экспериментально продемонстрирована плазмон-индуцированнаяфемтосекундная временная зависимость экваториального магнитооптического эффекта Керра в одномерной магнитоплазмонной решетке с периодом d = 750 ±10 нм на основе пленки железа.
Обнаружена положительная и отрицательнаяпроизводная величины эффекта Керра по времени, внутриимпульсный рост илиспад величины определяется спектральным положением центральной длины волны падающего импульса по отношению к положению резонанса поверхностныхплазмон-поляритонов. Для лазерного импульса с длиной волны λ = 784 нм максимальное изменение величины, характеризующей внутриимпульсную зависимостьэкваториального МОЭК, составило ∆ = 5 ± 1% в течение 90 фс для магнитоплазмонной решетки, тогда как для железной пленки ∆ = 1 ± 0.5%.
Полученокачественное согласие экспериментальных и расчетных данных, основывающихсяЗаключение149на модели лоренцевой линии резонанса.3. При помощи методики z-сканирования экспериментально продемонстрирован эффект нелинейно-оптического самовоздействия фемтосекундных лазерныхимпульсов в образцах массивов нанодисков, изготовленных из гидрогенизированного аморфного кремния, поддерживающих возбуждение резонансов Ми.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
