Фемтосекундная спектроскопия и ближнепольная микроскопия оптически анизотропных метаматериалов (1105429), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Основное внимание уделено эффектам в оптически анизотропных наноструктурах иметаматериалах, обладающих оптическим магнетизмом. На основе литературных данных сформулированы цели и задачи диссертации.Во второй главе приводятся экспериментальные результаты исследования оптической анизотропии плазмонных нано- и микроструктур вспектральной и временной областях. Описывается процедура приготовления трех образцов разного типа, их морфология и геометрические параметры. Описываются экспериментальные установки для микроспектропо4Рис. 1: a) Изображение массива золотых нанополос, полученное в атомносиловом микроскопе. б) Изображение массива нанощелей в золотой пленке, полученное в растровом электронном микроскопе.
в) Изображение золотой микрорешетки, полученное в атомно-силовом микроскопе.ляриметрии и эллипсометрии в спектральном диапазоне, а также экспериментальная установка для измерения сверхбыстрой динамики параметровСтокса. Результаты исследования параметров оптической анизотропии вспектральном пространстве для трех образцов обсуждаются в контекстевлияния формы плазмон-поляритонного резонанса на абсолютную величину и частотную дисперсию двулучепреломления и дихроизма.Исследуемые образцы представляют собой регулярно и анизотропноструктурированные пленки золота, нанесенные на диэлектрические подложки. Первый образец, изготовленный на основе золотой пленки толщиной 40 нм при помощи электронно-лучевой литографии с использованиемположительного резиста, состоит из массива золотых нанополос с периодом 300 ± 10 нм, шириной полос 80 ± 5 нм и длиной полос 30 мкм, расположенных на подложке из плавленого кварца (рис.
1а). Второй образец,изготовленный на основе пленки той же толщины, но с использованиемотрицательного резиста, представляет собой упорядоченный с периодом310 ± 10 нм массив длинных сквозных щелей шириной 80 ± 5 нм, расположенных на подложке из плавленого кварца (рис. 1б). Третий образец(образец золотой микрорешетки) был изготовлен термическим напылением 50 нм золота на полимерную решетку с периодом 1.5 мкм и глубиноймодуляции профиля поверхности около 30 нм(рис. 1в). Первый и второйобразцы предоставлены Национальным тайваньским университетом (г.Тайпей, Тайвань).Для спектрополяриметрии образцов была собрана установка, позволяющая измерять спектры пропускания микрообразцов в видимом и ближнем ИК-диапазонах.
Особенностями установки являются малый диаметросвещаемой поверхности (∼ 20 мкм); возможность поляриметрии при по5мощи поляризатора и анализатора а также волновых пластин, работающих на длине волны 625 нм; малая числовая апертура освещающей системы (∼ 0.04); наличие спектрометра на основе кремниевой ПЗС-линейки(диапазон работы 400 нм–1000 нм).Для эллипсометрии образцов была собрана установка, позволяющаяизмерять спектры отражения образцов и их эллипсометрических параметров в ближнем ИК-диапазоне. Особенностями установки являютсясинхронное детектирование на частотах оптического прерывателя пучка и фотоупругого модулятора, а также возможность измерения всехэлементов матрицы Мюллера, соответствующей оптически анизотропнойсреде.Для изучения динамики состояния поляризации внутри импульса, модифицированного плазмонными структурами, была собрана установка поизмерению динамики паратметров Стокса.
Использовалось излучение волоконного лазера на основе кварцевого одномодового волокна, допированного ионами эрбия, содержащее последовательность импульсов длительностью 130 фс с частотой повторения 76 МГц и средней мощностью140 мВт. Циркулярно поляризованное после четвертьволновой пластиныизлучение разделялось на два канала поляризационным светоделителем.Установка позволяла производить измерения временных корреляционныхфункций четвертого порядка сигнальных импульсов, отраженных от образца в первом канале, и опорных импульсов во втором канале при помощи генерации излучения суммарной частоты в кристалле бета-боратабария, детектируемой в види напряжения на кремниевом фотодиоде U (τ ):Z ∞Z ∞U (τ ) ∼|Esig (t′ )|2 |Eref (τ − t′ )|2 dt′ =Isig (t′ )Iref (τ − t′ )dt′ , (1)−∞−∞где τ – время задержки между импульсами, контролируемое при помощитранслятора линии задержки, управляемого шаговым двигателем, обеспечивающим шаг перемещения 2 мкм.
Для анализа динамики состоянияполяризации в канал, содержащий образец, после образца помещался анализирующий модуль, состоящий из полуволновой пластины и фотоупругого модулятора. При корректном расположении этих элементов значения амплитуд сигнала на частотах F прерывателя и f и 2f модулятора,измеряемых при помощи синхронного детектора, позволяют рассчитатьзначения параметров Стокса излучения для фиксированного значения τ .В процессе измерений строились зависимости параметров Стокса импульсов, отраженных от образца, от времени задержки между сигнальным иопорным импульсами.6Приведены спектры пропускания T света образцом №1 массива нанополос для поляризации падающего излучения, направленной вдоль ипоперек полос.
В спектре, полученном для поляризации, ортогональнойполоскам, наблюдается резонанс: длина волны λ = 585 нм соответствуетминимуму пропускания. Резонанс экстинкции возникает вследствие резонанса поляризуемости субволновых частиц, описывемых уравнением [1]pi (ω) ∼ 1/ (Li [ε(ω) − ε0 ] + ε0 ), где ε(ω) – диэлектрическая проницаемостьматериала частицы, ε0 – диэлектрическая проницаемость окружения, аLi – коэффициент, зависящий от формы и размеров частицы, а такжеполяризации падающего света (i = x, y, z). Для исследуемых нанополосLy ≃ 0.21 и знаменатель выражения обращается в нуль при λ ≃ 580 нм,что совпадает с экспериментально полученным положением линии экстинкции.Спектры пропускания T света образцом №2 массива нанощелейв золотой пленке были измерены при изменении угла падения pполяризованного света на образец в пределах от −10◦ до 50◦ с шагом1◦ так, что плоскость падения была перпендикулярна На спектре присутствует светлая линия, соответствующая локальному максимуму пропускания в частотном или угловом сечениях.
Положению максимума соответствует закон дисперсии ПП, возбужденного на решетке с помощью−1го порядка дифракции на границе раздела металл-подложка и описываемого формулой [2]:s!ε′2 (ω)ε1d∓ sin θ .(2)λ=±jε′2 (ω) + ε1при j = −1, где ε1 – диэлектрическая проницаемость материала подложки, а ε′2 – действительная часть диэлектрической проницаемости золота.Совпадение этой зависимости с экспериментально полученным положением резонанса пропускания подтверждает плазмонную природу резонансных особенностей в спектрах пропускания. Спектральная форма линииявляется асимметричной и носит название резонанса типа Фано [3]. Комплексная передаточная функция среды описывается двумя слагаемыми:T (ω) = A +Beiφ.ω − ω0 + iγ(3)Первое слагаемое содержит полевой коэффициент пропускания средойизлучения, не взаимодействовавшего с плазмонной модой, а второй – резонансный член в виде лоренцевой формы линии.
Лоренцев резонанс выписан в приближении γ ≪ ω0 и ∆ ≪ ω0 , где ∆ – расстройка частоты.7Спектры отражения образца №3 золотой микрорешетки измерены какфункция угла падения p-поляризованного света на образец в диапазонеуглов от −1.5◦ до 2.5◦ и длин волн от 1350 нм до 1650 нм. На спектрахвидны два провала, положение которых зависит от угла падения света наобразец. Каждый из провалов является проявлением возбуждения на поверхности металлической пленки ПП, спектральное положение которыхопределяется условием фазового синхронизма (2) при j = ±1. Расщепление законов дисперсии для j = 1 и j = −1 при нормальном паденииявляется следствием снятия вырождения плазмонных мод и приводит квозникновению запрещенной зоны шириной около 70 нм.Методом “поляризатор-анализатор” в приближении отсутствия деполяризации излучения образцом были построены зависимости угла ориентации плоскости поляризации ϕ и эллиптичности E состояния поляризации излучения на выходе из структуры от угла ψ ориентации плоскостиполяризации падающего линейно поляризованного излучения и длиныволны.
Экспериментальные зависимости E(ψ) и ϕ(ψ) были аппроксимированы зависимостями, следующими из описания наноструктур в видедвулчепреломляющих и дихроичных сред в формализме матриц Джонса, с двумя параметрами аппроксимации: отношением полевых коэффициентов прохождения p- и s-поляризованного света ξ и разностью фазмежду ними ∆φ, внесенной исследуемым образцом.
Первая величина характеризует линейный дихроизм образца, вторая – линейное двулучепреломление. На рис. 2а приведены графики спектральной зависимости величин ∆κ = λ ln ξ/(2πh) и ∆n = λ∆φ/(2πh), где h – толщина золотойпленки, для образца нанополос. Графики указывает на усиление дихроизма в области плазмон-поляритонного резонанса при λ = 585 нм и нарост двулучепреломления в области этого резонанса. На длине волныλ = 640 нм, соответствующей пересечению графиков пропускания дляобразца на рис. ??а, ξ обращается в нуль, а ∆φ выходит на насыщение и при дальнейшем увеличении длины волны почти не изменяется.В области λ < 520 нм, где длина пробега плазмон-поляритона меньшедлины волны возбуждающего его света, двулучепреломление отсутствует, что указывает на существенное влияние поверхностных плазмон-поляритонов на величину эффекта.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
