Фемтосекундная спектроскопия и ближнепольная микроскопия оптически анизотропных метаматериалов (1105429), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Аналогичным образом были полученыспектральные зависимости ∆φ(λ) и ξ(λ) для образца нанощелей. Формаспектра дихроизма также повторяет форму спектра пропускания света споляризацией поперек щелей и содержит асимметричный резонанс типаФано. Максимальное значение фазовой задержки, достигаемое при помощи образца нанощелей в данном спектральном диапазоне (0.88π на8Рис. 2: a) Спектры разниц эффективных показателей преломления ∆n(черные круги) и поглощения ∆κ (белые круги) для обыкновенной инеобыкновенной волн образца №1. б) Спектры эллипсометрических параметров ξ 2 и ∆φ образца №2 для угла падения θ = 50◦ света на образец.в) Спектры эллипсометрических параметров ξ 2 и ∆φ образца №3 дляугла падения θ = 2◦ света на образец.
Сплошными кривыми изображена аппроксимация зависимостей выражением (3). На вставке изображенспектр меры сохранения поляризации структурой.длине волны 730 нм), приблизительно в 7 раз больше значения для образца нанополос (0.13π на длине волны 630 нм). На рис. 2в приведенырезультаты динамической эллипсометрии для образца золотой микрорешетки, с помощью которой были измерены величины ξ и ∆φ. В сравнениис предыдущими образцами образец микрорешетки демонстрирует самыйбольшой перепада значения ∆φ, составляющий 1.8π и располагающийся на длинноволновом краю плазмонной запрещенной зоны. Зависимостиаппроксимированы в области длинноволнового резонанса спектральнойлинией типа Фано (3).Измерения эллипсометрических параметров образцов с резонансамиплазмон-поляритонов различных типов указывают на различное влияниеПП на силу оптической анизотропии в образце.
Максимальная величинафазовой задержки, вносимой между собственными линейно поляризованными волнами, и ее пространственно-частотная дисперсия имеют разныйпорядок величины на образцах с резонансами разной добротности. Сводные данные о двулучепреломлении образцов приведены в таблице . Видно,что максимальный перепад фазовой задержки в окрестности резонанса иее максимальная дисперсия растут с увеличением добротности резонансаПП.Приводится доказательство возможности осуществления произвольного преобразования состояния поляризации при помощи наностуктур срезонансом пропускания или отражения типа Фано.
Показывается, что9ОбразецМакс. фазовая задержка, радПерепад задержки, радМакс. дисперсия задержки, нм−1Добротность резонансаВремя жизни, фс10.13π0.13π0.0067.3320.88π0.5π0.15272031.8π1.8π0.249065Таблица 1: Характеристики резонансов изученных образцов, а также характерные величины, определяющие спектральные характеристики двулучепреломляющих способностей образцов.наличие резонанса типа Фано является необходимым условием для перепада фазовой задержки ∆φ от 0 до π в окрестности резонанса ПП.
Приэтом условии, фазовая задержка между обыкновенной и необыкновеннойволнами может быть перестроена путем изменения длины волны или угла падения излучения, и структура может быть использована в качествеволновой пластины с произвольной фазовой задержкой.Приводятся результаты измерения динамики состояния поляризациивнутри фемтосекундных импульсов, отраженных от образца №3 микрорешетки. Измерения временной эволюции параметров Стокса внутри импульсов, отраженных от образца, производилось для различных значенийугла ориентации плоскости поляризации ψ в диапазоне от −10◦ до 60◦ сшагом 5◦ , где ψ = 0◦ соответствует вертикальной поляризации, ориентированной вдоль полос. При ψ = 0◦ значения параметров Стокса являются постоянными в рамках ошибки эксперимента, составляющей 0.1,и соответствуют начальному состоянию поляризации, т.е.
вертикальномулинейно поляризованному. При отклонении значения ψ от нуля наблюдается модификация состояния поляризации ближе к концу импульса. Приэтом, в начальные моменты времени поляризация ближе к вертикальнойлинейной, чем к поляризации падающего импульса, что объясняется временной задержкой p-поляризованной компоненты отраженного импульсаот s-поляризованной. Состояния поляризации изменяются на масштабахдесятков фемтосекунд; например, при ψ = 20◦ за время 100 фс происходит переключение между линейным (отношение полуосей эллипса поляризации 0.1) и круговым (отношение полуосей 0.8) состояниями поляризации.
На рис. 3 слева приведены временные зависимости значений нормированных параметров Стокса si = Si /S0 для характерного значенияугла ψ = 35◦ .Было построено описание динамики состояния поляризации с использованием результатов спектроскопии эллипсометрических параметров об10Рис. 3: Слева: экспериментально измеренная динамика параметров Стокса внутри отраженного импульса при ψ = 35◦ . Темно-серые эллипсыобозначают среднюю траекторию вектора напряженности электрическогополя в моменты времени (слева направо) −200 фс, −100 фс, 0 фс, 100 фси 200 фс. Светло-серый эллипс иллюстрирует степень деполяризации состояния поляризации. Справа: расчет динамики параметров Стокса согласно модели взаимодействия импульса и системы с резонансом типаФано. Сплошной линией обозначены графики зависимостей параметраs1 , пунктирной – s2 , штрихпунктирной – s3 .разца.
В приближении описания спектральной линии резонанса ПП линией типа Фано рассчитана временная функция отклика среды на δвозмущение. По теореме о Фурье-образе свертки двух функций посчитанвременной профиль фемтосекундного импульса, отраженного от образца.Поскольку данный расчет дает явную зависимость напряженности электрического поля от времени как для s-, так и для p-поляризованного излучения, можно построить явную зависимость траектории вектора E(r, t)в пространстве и времени.
Путем свертки с опорным импульсом рассчитываются временные зависимости параметров Стокса. Пример такой зависимости приведен для угла ψ = 35◦ на рис. 3 справа. Расчеты показали качественное сходство временных зависимостей параметров Стоксас экспериментальными. Также было рассчитано максимальное значениедеполяризации, вызванной усреднением состояний поляризаций по времени, составившее 0.5, что соответствует максимальному экспериментальнообнаруженному значению.В третьей главе приводятся результаты исследования отклика анизотропных плазмонных наноструктур в ближнем оптическом поле. Описывается методика динамической поляриметрии эффекта линейного дихроизма, а также возможность ее использования в сканирующей микроскопии ближнего поля.
Описывается установка сканирующей ближнепольной поляриметрии эффекта линейного дихроизма и приводятся ре11зультаты измерения карт распределения величины ближнепольного аналога эффекта линейного дихроизма (ЛД) вблизи упорядоченного массива золотых нанополос при лазерном возбуждении резонанса локальныхплазмон-поляритонов.В качестве исследуемого объекта был выбран образец №1. Для изучения поляризационных свойств плазмонных нанорешеток в ближнем оптическом поле использовалась установка сканирующей оптической модуляционной поляриметрии ближнего поля, созданная на основе сканирующего зондового микроскопа и фотоупругого модулятора света, работающегона частоте f = 47 кГц. Использовались зонды, диаметр апертуры которых составлял 50–100 нм, что позволило оптически разрешить полосы,находящиеся на расстоянии 300 нм друг от друга. Расстояние между концом зонда и поверхностью образца контролировалось с помощью датчикасилы квазитрения на основе кварцевого камертонного резонатора.
Образец освещался слабосфокусированным лазерным пучком с длиной волныλ = 532 нм, расстояние между концом зонда и поверхностью образца поддерживалось равным λ/20 с помощью трехкоординатного пьезоманипулятора сканирующего зондового микроскопа. Собранное оптическим волокном излучение направлялось на фотоэлектронный умножитель, сигнал скоторого усиливался и разделялся на два канала. Первый канал представлял собой синхронный усилитель, детектирующий амплитуду модуляцииU2f сигнала на частоте 2f , вызванную линейным дихроизмом в образце. Сигнал во втором канале, UDC , пропускался через фильтр нижнихчастот. Оба сигнала направлялись на АЦП электронного контроллерасканирующего зондового микроскопа.
В процессе сканирования зондомодновременно измерялись два растра, содержащие распределение сигналов U2f и UDC в плоскости образца. U2f является мерой линейного дихроизма среды, а UDC – пропускательной способности среды в даннойточке растра. Карта распределения ближнепольного аналога ЛД над образцом рассчитывается по формуле Dбп = CU2f /UDC , где C – константанормировки. Измерения состояли из сканирования края области наноструктурирования; при этом область без нанополос использовалась дляопределения доли ЛД, вызванной анизотропией ближнепольного зонда.Итоговое значение величины ЛД определялось по формуле, полученнойв рамках описания поляризационных свойств элементов установки в рамках формализма матриц Джонса:Dбп =ξ − ξ′.ξξ ′ − 112(4)Рис.
4: а) Карта распределения некалиброванной величины линейногодихроизма Dбп вблизи поверхности образца плазмонной нанорешетки. б)Карта распределения абсолютной величины линейного дихроизма вблизи края образца. в) Сечение карты распределения абсолютной величинылинейного дихроизма по белой пунктирной линии. Синим пунктиром приведено значение ЛД, измеренное в дальнем поле.Здесь ξ = U2f /(2J0 (A)UDC ) – величина, измерявшаяся над подложкой,′′ξ ′ = U2f/(2J0 (A)UDC) – величина, измеренная над образцом, а J0 (A) –значение функции Бесселя нулевого порядка от амплитуды колебанийфазовой задержки модулятора, устанавливаемой равной A ≃ 2.408.Распределение величины Dбп в плоскости образца приведено нарис.
4a и представляет собой упорядоченный массив хорошо разрешенныхполос. Среднее значение дихроизма в области подложки использовалосьв выражении (4) для вычисления действительного значения величиныDбп над образцом. Результат измерений представлен на рис. 4б.
Линейный дихроизм над образцом везде принимает отрицательное значение;среднее по области образца значение −0.21 ± 0.03 соответствует значениюлинейного дихроизма, измеренного в дальнем поле для этой длины волны−0.20 ± 0.02.Схематически представлены сечения двумерных распределений различных величин, измеряемых в эксперименте (рис. 5).
Видно, что максимумы распределения величины линейного дихроизма соответствуют пространству между полосами. Данный эффект может быть объяснен припомощи данных по распределению величин Tx и Ty , поскольку как средняя значение величины Ty , так и глубина ее модуляции, меньше Tx . Первое обстоятельство объясняется бoльшими омическими потерями при возбуждении ПП, а второй факт объясняется оптическим размытием краевиндивидуальных нанополосок за счет появления в их субволновой окрестности нескомпенсированных зарядов, вызванных колебаниями плазмы вусловиях резонанса ПП.13В четвертой главе приводятся результаты исследования эффектов генерации оптических гармоник в метаматериале, обладающего оптическим магнетизмом,методом угловой спектроскопии.Результаты обсуждаются в контексте влияния типа плазмонных резонансов на формирование нелинейно-оптического откли- Рис.
5: Схематически, снизу вверх:ка образца.геометрическое положение образОбразец метаматериала состо- ца; сечение изображения образца вит из многослойной тонкопленоч- АСМ; сечение изображения образной структуры Au/MgO/Au с тол- ца, полученное в режиме измерещинами слоев 20нм 35 нм/20 нм, ния топографии поверхности с поморасположенной на толстой под- щью поддержания постоянными силложке из плавленого кварца. Слои квазитрения; сечения распределенийзолота и оксида магния перфори- оптического сигнала при освещениированы массивом упорядоченных светом с поляризацией поперек (Ty )прямоугольных отверстий длиной и вдоль (Tx ) полос; сечения распре450 нм, шириной 250 нм и перио- деления величины линейного дихродом упаковки 500 нм в обоих на- изма.правлениях. Параметры образцабыли подобраны таким образом, чтобы резонансы структуры лежалив спектральной области используемых источников лазерного излучения.Образец был изготовлен в Институте прикладной физики Йенского университета (Йена, Германия) методом электронно-лучевой литографии.Для изучения угловых зависимостей нелинейно-оптического откликаметаматериала в спектральной области его магнитного резонанса быласобрана установка для наблюдения эффекта генерации оптических гармоник в прошедшем и отраженном излучении.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
