WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


на правах рукописи Щербаков Максим Радикович

Фемтосекундная спектроскопия и ближнепольная микроскопия оптически анизотропных метаматериалов

01.04.21 - лазерная физика

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва - 2012

Работа выполнена на кафедре квантовой электроники физического факультета Московского государственного университета имени М. В. Ломоносова

Научный консультант:

доктор физико-математических наук профессор Федянин Андрей Анатольевич

Официальные оппоненты:

Доктор физико-математических наук, профессор Тиходеев Сергей Григорьевич зав. лаб. теории полупроводниковых структур Института общей физики им. А. М. Прохорова РАН, Москва Кандидат физико-математических наук, доцент Шкуринов Александр Павлович кафедра общей физики и волновых процессов Физического факультета МГУ им. Ломоносова, Москва

Ведущая организация:

Санкт-Петербургский государственный национальный исследовательский университет информационных технологий, механики и оптики

Защита состоится 15 марта 2012 г. в 15:00 на заседании диссертационного совета Д 501.001.31 при Московском государственном университете имени М.В. Ломоносова по адресу: 119991, Москва, Ленинские горы, МГУ, ул. Академика Хохлова, дом 1, стр. 62, корпус нелинейной оптики, аудитория им. С. А. Ахманова.

С диссертацией можно ознакомится в библиотеке физического факультета МГУ.

Автореферат разослан “ ” ферваля 2012 г.

Ученый секретарь диссертационного совета Д 501.001.31, доцент Т.М. Ильинова

Общая характеристика работы

Диссертационная работа посвящена экспериментальному исследованию оптических эффектов в плазмонных метаматериалах методами ближнепольной оптической микроскопии, генерации оптических гармоник, а также фемтосекундной спектроскопии. Особое внимание уделено изучению влияния метаматериалов на состояние поляризации взаимодействующего с ними электромагнитного излучения, спектроскопии и ближнепольной поляриметрии эффектов, связанных с оптической анизотропией метаматериалов, исследованию динамики состояния поляризации импульсов, отраженных от анизотропных метаматериалов, а также влияния резонансного возбуждения плазмон-поляритонов на нелинейнооптические свойства метаматериалов, обладающих оптическим магнетизмом.



Актуальность представленных результатов обусловлена фундаментальной проблемой управления электромагнитными излучением с помощью искусственно созданных сред. Существует класс наноструктурированных сред, называемых плазмонными метаматериалами, оптические свойства которых определяются возбуждением в них плазмонполяритонов (ПП) – связанных колебаний электромагнитного излучения и плазмы свободных электронов металлов. Отличительной особенностью метаматериалов является то, что их отклик на внешнее электромагнитное излучение определяется скорее формой наноструктурирования, чем диэлектрическими свойствами веществ, из которых он изготовлен. Простейшим примером плазмонного метаматериала являются тонкие поликристаллические пленки благородных металлов, анизотропно структурированные в их плоскости; такая форма структурирования наводит оптическую анизотропию в среде, несмотря на изотропность исходных материалов. Оптическая анизотропия метаматериалов, усиленная резонансным возбуждением ПП, позволяет использовать их в качестве традиционных поляризационных элементов, таких как поляризатор и волновая пластина, несмотря на субволновые толщины используемых пленок. Возможности современных литографических методик, производящих структурирование тонкопленочных сред на масштабах вплоть до сотых долей длины волны электромагнитного излучения видимого диапазона, позволяют создавать более сложные формы метаматериалов, которые обладают уникальными электромагнитными свойствами, такими как отрицательный показатель преломления и оптический магнетизм.

Существует необходимость всестороннего изучения оптически метаматериалов с помощью оптических методик, позволяющих производить прямые наблюдения распределения интенсивности ПП в плоскости образца. К таким методикам, прежде всего, относится сканирующая оптическая микроскопия ближнего поля, поскольку она позволяет исследовать безызлучательные решения уравнения Максвелла, которые поддерживают плазмонные метаматериалы. Несмотря на развитость методики, исследования поляризационных свойств оптически анизотропных метаматериалов в ближнем оптическом поле до сих пор произведены не были.

Поскольку ПП является квазичастицей с характерным временем жизни, лежащим на субпикосекундных масштабах, представляет особый интерес изучение динамики состояния поляризации фемтосекундных лазерных импульсов, которые взаимодействуют с анизотропным плазмонным метаматериалом. Наконец, ПП позволяют концентрировать энергию электромагнитного поля вблизи поверхности металла, что позволяет наблюдение усиленных на несколько порядков нелинейно-оптических явлений, таких как, например, генерация оптических гармоник. Нелинейная оптика метаматериалов ставит задачи по управлению нелинейно-оптическим откликом сред при помощи их наноструктурирования, поэтому экспериментальное исследование эффектов генерации оптических гармоник в метаматериалах, обладающих оптическим магнетизмом, является актуальной и новой задачей.

Целью диссертационной работы является экспериментальное исследование спектральных, временных и ближнепольных характеристик оптического отклика оптически анизотропных плазмонных метаматериалов, а также исследование нелинейно-оптического отклика плазмонных метаматериалов, обладающих оптическим магнетизмом.

Научная новизна работы состоит в следующем:

1. Проведена спектроскопия оптической анизотропии плазмоннных метаматериалов. Показано, что величина эффектов линейного двулучепреломления и линейного дихроизма зависит от типа и параметров резонанса ПП, присущего среде. Продемонстрирована принципиальная возможность осуществления произвольного поляризационного преобразования с помощью анизотропной наноструктуры, поддерживающей возбуждение распространяющихся ПП со спектральной формой линии типа Фано.

2. Экспериментально продемонстрирована сверхбыстрая динамика поляризации фемтосекундных лазерных импульсов, отраженных от поверхности плазмонной среды, обладающей оптической анизотропией.

3. Экспериментально получена карта распределения величины эффекта линейного дихроизма в ближнем оптическом поле плазмонных нанополос в условиях возбуждения локальных ПП. Продемонстрирована субволновая плазмон-индуцированная модуляция эффекта линейного дихроизма.

4. Проведена частотно-угловая спектроскопия генерации второй и третьей оптических гармоник в метаматериалах, обладающих оптическим магнетизмом, в области резонансов распространяющихся ПП и резонансов ПП с ненулевым магнитным моментом. Показано, что угловые зависимости эффективности генерации гармоник зависят от симметрии распределения токов при возбуждении резонанса ПП излучением накачки.

Практическая значимость работы заключается в разработке новых методов управления состоянием поляризации лазерного излучения при помощи плазмонных метаматериалов. На основании результатов работы оформлена и подана заявка на патент.

На защиту выносятся следующие основные положения:

1. Существует принципиальная возможность осуществления произвольного преобразования состояния поляризации электромагнитного излучения видимого и ИК-диапазонов при помощи анизотропных плазмонактивных метаматериалов.

2. Имеет место сверхбыстрая динамика состояния поляризации излучения внутри одиночного фемтосекундного импульса, отраженного от плазмонного метаматериала.

3. Величина ближнепольного аналога линейного дихроизма имеет субволновую пространственную модуляцию в плоскости анизотропного плазмонного метаматериала.

4. Вклады угловой дисперсии тензоров нелинейных восприимчивостей и усиления локальных полей в генерации оптических гармоник при возбуждении электрических и магнитных резонансов в плазмонном метаматериале, обладающем оптическим магнетизмом, различны.

Личный вклад автора является определяющим: все результаты работы получены либо лично автором, либо при его непосредственном участии.

Апробация работы проводилась на следующих конференциях:

• Международная конференция “Metamaterials’2011”, Барселона, Испания, октябрь 2011.

• Международная конференция “Plasmeta’2011”, Самарканд, Узбекистан, сентябрь 2011.

• Международная конференция “International Conferences on Coherent and Nonlinear Optics/ Lasers, Applications, and Technologies (ICONO/LAT)”, Казань, Россия, август 2010.

• Международная конференция “5th International Conference on Materials Science and Condensed Matter Physics”, Кишинев, Молдавия, сентябрь 2010.

• Международная конференция “International OSA Networs of Students-(IONS-8)”, Москва, Россия, июнь 2010.

• Всероссийская конференция “Оптика-2009”, Санкт-Петербург, Россия, сентябрь 2009.

• Международная конференция “Progress in electromagnetics research symposium”, Москва, Россия, август 2009.

• Международная конференция “SPIE Photonics Europe”, Прага, Чехия, апрель 2009.

• Международная конференция “4th International Conference on Materials Science and Condensed Matter Physics”, Кишинев, Молдавия, сентябрь 2008.

• Международная конференция “NATO Advanced Research Workshop on Metamaterials for Secure Technology and Communication Technologies”, Марракеш, Морокко, май 2008.

• Международная симпозиум “Taiwan-Russian Joint Symposium on Nanostructures for Photonics and Optoelectronics Applications”, Тайпей, Тайвань, ноябрь 2007.

• Международная конференция “International Conference on Micro- and Nanoelectronics”, Звенигород, Россия, октябрь 2007.

• Международная конференция “Intermatic: Fundamental problems of radioelectronics and optoelectronics”, Москва, Россия, сентябрь 2007.

Содержание работы Первая глава содержит обзор литературы, посвященный оптическим эффектам в наноструктурированных материалах, возникающим за счет возбуждения в них поверхностных плазмон-поляритонов. Основное внимание уделено эффектам в оптически анизотропных наноструктурах и метаматериалах, 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 в спектральной и временной областях. Описывается процедура приготовления трех образцов разного типа, их морфология и геометрические параметры. Описываются экспериментальные установки для микроспектропоРис. 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 параметров Стокса. Результаты исследования параметров оптической анизотропии в спектральном пространстве для трех образцов обсуждаются в контексте влияния формы плазмон-поляритонного резонанса на абсолютную величину и частотную дисперсию двулучепреломления и дихроизма.

Исследуемые образцы представляют собой регулярно и анизотропно структурированные пленки золота, нанесенные на диэлектрические подложки. Первый образец, изготовленный на основе золотой пленки толщиной 40 нм при помощи электронно-лучевой литографии с использованием положительного 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 использованием отрицательного резиста, представляет собой упорядоченный с периодом 310 ± 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 глубиной модуляции профиля поверхности около 30 нм(рис. 1в). Первый и второй образцы 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 диаметр освещаемой поверхности ( 20 мкм); возможность поляриметрии при помощи 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, позволяющая измерять спектры отражения образцов и их эллипсометрических параметров в ближнем ИК-диапазоне. Особенностями установки являются синхронное детектирование на частотах оптического прерывателя пучка и фотоупругого модулятора, а также возможность измерения всех элементов матрицы Мюллера, соответствующей оптически анизотропной среде.

Для изучения динамики состояния поляризации внутри импульса, модифицированного плазмонными структурами, была собрана установка по измерению 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 мощностью 140 мВт. Циркулярно поляризованное после четвертьволновой пластины излучение разделялось на два канала поляризационным светоделителем.

Установка позволяла производить измерения временных корреляционных функций 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-бората бария, детектируемой в види напряжения на кремниевом фотодиоде U():

U() |Esig(t)|2|Eref( - t)|2dt = Isig(t)Iref( - t)dt, (1) - - где – время задержки между импульсами, контролируемое при помощи транслятора линии задержки, управляемого шаговым двигателем, обеспечивающим шаг перемещения 2 мкм. Для анализа динамики состояния поляризации 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 рассчитать значения параметров Стокса излучения для фиксированного значения .

В процессе измерений строились зависимости параметров Стокса импульсов, отраженных от образца, от времени задержки между сигнальным и опорным импульсами.

Приведены спектры пропускания T света образцом №1 массива нанополос для поляризации падающего излучения, направленной вдоль и поперек полос. В спектре, полученном для поляризации, ортогональной полоскам, наблюдается резонанс: длина волны = 585 нм соответствует минимуму пропускания. Резонанс экстинкции возникает вследствие резонанса поляризуемости субволновых частиц, описывемых уравнением [1] pi() 1/ (Li [() - 0] + 0), где () – диэлектрическая проницаемость материала частицы, 0 – диэлектрическая проницаемость окружения, а Li – коэффициент, зависящий от формы и размеров частицы, а также поляризации падающего света (i = x, y, z). Для исследуемых нанополос Ly 0.21 и знаменатель выражения обращается в нуль при 580 нм, что совпадает с экспериментально полученным положением линии экстинкции.

Спектры пропускания T света образцом №2 массива нанощелей в золотой пленке были измерены при изменении угла падения pполяризованного света на образец в пределах от -10 до 50 с шагом 1 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]:

d () = sin . (2) ±j () + при j = -1, где 1 – диэлектрическая проницаемость материала подложки, а – действительная часть диэлектрической проницаемости золота.

Совпадение этой зависимости с экспериментально полученным положением резонанса пропускания подтверждает плазмонную природу резонансных особенностей в спектрах пропускания. Спектральная форма линии является асимметричной и носит название резонанса типа Фано [3]. Комплексная передаточная функция среды описывается двумя слагаемыми:

Bei T () = A +. (3) - 0 + i Первое слагаемое содержит полевой коэффициент пропускания средой излучения, не взаимодействовавшего с плазмонной модой, а второй – резонансный член в виде лоренцевой формы линии. Лоренцев резонанс выписан в приближении 0 и 0, где – расстройка частоты.

Спектры отражения образца №3 золотой микрорешетки измерены как функция угла падения p-поляризованного света на образец в диапазоне углов от -1.5 до 2.5 и длин волн от 1350 нм до 1650 нм. На спектрах видны два провала, положение которых зависит от угла падения света на образец. Каждый из провалов является проявлением возбуждения на поверхности металлической пленки ПП, спектральное положение которых определяется условием фазового синхронизма (2) при j = ±1. Расщепление законов дисперсии для j = 1 и j = -1 при нормальном падении является следствием снятия вырождения плазмонных мод и приводит к возникновению запрещенной зоны шириной около 70 нм.

Методом “поляризатор-анализатор” в приближении отсутствия деполяризации излучения образцом были построены зависимости угла ориентации плоскости поляризации и эллиптичности E состояния поляризации излучения на выходе из структуры от угла ориентации плоскости поляризации падающего линейно поляризованного излучения и длины волны. Экспериментальные зависимости E() и () были аппроксимированы зависимостями, следующими из описания наноструктур в виде двулчепреломляющих и дихроичных сред в формализме матриц Джонса, с двумя параметрами аппроксимации: отношением полевых коэффициентов прохождения p- и s-поляризованного света и разностью фаз между ними , внесенной исследуемым образцом. Первая величина характеризует линейный дихроизм образца, вторая – линейное двулучепреломление. На рис. 2а приведены графики спектральной зависимости величин = ln /(2h) и n = /(2h), где h – толщина золотой пленки, для образца нанополос. Графики указывает на усиление дихроизма в области плазмон-поляритонного резонанса при = 585 нм и на рост двулучепреломления в области этого резонанса. На длине волны = 640 нм, соответствующей пересечению графиков пропускания для образца на рис. ??а, обращается в нуль, а выходит на насыщение и при дальнейшем увеличении длины волны почти не изменяется.

В области < 520 нм, где длина пробега плазмон-поляритона меньше длины волны возбуждающего его света, двулучепреломление отсутствует, что указывает на существенное влияние поверхностных плазмон-поляритонов на величину эффекта. Аналогичным образом были получены спектральные зависимости () и () для образца нанощелей. Форма спектра дихроизма также повторяет форму спектра пропускания света с поляризацией поперек щелей и содержит асимметричный резонанс типа Фано. Максимальное значение фазовой задержки, достигаемое при помощи образца нанощелей в данном спектральном диапазоне (0.88 на Рис. 2: a) Спектры разниц эффективных показателей преломления n (черные круги) и поглощения (белые круги) для обыкновенной и необыкновенной волн образца №1. б) Спектры эллипсометрических параметров 2 и образца №2 для угла падения = 50 света на образец.

в) Спектры эллипсометрических параметров 2 и образца №3 для угла падения = 2 света на образец. Сплошными кривыми изображена аппроксимация зависимостей выражением (3). На вставке изображен спектр меры сохранения поляризации структурой.

длине волны 730 нм), приблизительно в 7 раз больше значения для образца нанополос (0.13 на длине волны 630 нм). На рис. 2в приведены результаты динамической эллипсометрии для образца золотой микрорешетки, с помощью которой были измерены величины и . В сравнении с предыдущими образцами образец микрорешетки демонстрирует самый большой перепада значения , составляющий 1.8 и располагающийся на длинноволновом краю плазмонной запрещенной зоны. Зависимости аппроксимированы в области длинноволнового резонанса спектральной линией типа Фано (3).

Измерения эллипсометрических параметров образцов с резонансами плазмон-поляритонов различных типов указывают на различное влияние ПП на силу оптической анизотропии в образце. Максимальная величина фазовой задержки, вносимой между собственными линейно поляризованными волнами, и ее пространственно-частотная дисперсия имеют разный порядок величины на образцах с резонансами разной добротности. Сводные данные о двулучепреломлении образцов приведены в таблице. Видно, что максимальный перепад фазовой задержки в окрестности резонанса и ее максимальная дисперсия растут с увеличением добротности резонанса ПП.

Приводится доказательство возможности осуществления произвольного преобразования состояния поляризации при помощи наностуктур с резонансом пропускания или отражения типа Фано. Показывается, что Образец 1 2 Макс. фазовая задержка, рад 0.13 0.88 1.8 Перепад задержки, рад 0.13 0.5 1.8 Макс. дисперсия задержки, нм-1 0.006 0.15 0.Добротность резонанса 7.3 27 Время жизни, фс 3 20 Таблица 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 от 0 до в окрестности резонанса ПП. При этом условии, фазовая задержка между обыкновенной и необыкновенной волнами может быть перестроена путем изменения длины волны или угла падения излучения, и структура может быть использована в качестве волновой пластины с произвольной фазовой задержкой.

Приводятся результаты измерения динамики состояния поляризации внутри фемтосекундных импульсов, отраженных от образца №3 микрорешетки. Измерения временной эволюции параметров Стокса внутри импульсов, отраженных от образца, производилось для различных значений угла ориентации плоскости поляризации в диапазоне от -10 до 60 с шагом 5, где = 0 соответствует вертикальной поляризации, ориентированной вдоль полос. При = 0 значения параметров Стокса являются постоянными в рамках ошибки эксперимента, составляющей 0.1, и соответствуют начальному состоянию поляризации, т.е. вертикальному линейно поляризованному. При отклонении значения от нуля наблюдается модификация состояния поляризации ближе к концу импульса. При этом, в начальные моменты времени поляризация ближе к вертикальной линейной, чем к поляризации падающего импульса, что объясняется временной задержкой p-поляризованной компоненты отраженного импульса от s-поляризованной. Состояния поляризации изменяются на масштабах десятков фемтосекунд; например, при = 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 значения угла = 35.

Было построено описание динамики состояния поляризации с использованием результатов спектроскопии эллипсометрических параметров обРис. 3: Слева: экспериментально измеренная динамика параметров Стокса внутри отраженного импульса при = 35. Темно-серые эллипсы обозначают среднюю траекторию вектора напряженности электрического поля в моменты времени (слева направо) -200 фс, -100 фс, 0 фс, 100 фс и 200 фс. Светло-серый эллипс иллюстрирует степень деполяризации состояния поляризации. Справа: расчет динамики параметров Стокса согласно модели взаимодействия импульса и системы с резонансом типа Фано. Сплошной линией обозначены графики зависимостей параметра s1, пунктирной – s2, штрихпунктирной – s3.

разца. В приближении описания спектральной линии резонанса ПП линией типа Фано рассчитана временная функция отклика среды на возмущение. По теореме о Фурье-образе свертки двух функций посчитан временной 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 = 35 на рис. 3 справа. Расчеты показали качественное сходство временных зависимостей параметров Стокса с экспериментальными. Также было рассчитано максимальное значение деполяризации, вызванной усреднением состояний поляризаций по времени, составившее 0.5, что соответствует максимальному экспериментально обнаруженному 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 результаты измерения карт распределения величины ближнепольного аналога эффекта линейного дихроизма (ЛД) вблизи упорядоченного массива золотых нанополос при лазерном возбуждении резонанса локальных плазмон-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, работающего на 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 датчика силы квазитрения на основе кварцевого камертонного резонатора. Образец освещался слабосфокусированным лазерным пучком с длиной волны = 532 нм, расстояние между концом зонда и поверхностью образца поддерживалось равным /20 с помощью трехкоординатного пьезоманипулятора сканирующего зондового микроскопа. Собранное оптическим волокном излучение направлялось на фотоэлектронный умножитель, сигнал с которого усиливался и разделялся на два канала. Первый канал представлял собой синхронный усилитель, детектирующий амплитуду модуляции U2f сигнала на частоте 2f, вызванную линейным дихроизмом в образце. Сигнал во втором канале, UDC, пропускался через фильтр нижних частот. Оба сигнала направлялись на АЦП электронного контроллера сканирующего зондового микроскопа. В процессе сканирования зондом одновременно измерялись два растра, содержащие распределение сигналов U2f и UDC в плоскости образца. U2f является мерой линейного дихроизма среды, а UDC – пропускательной способности среды в данной точке растра. Карта распределения ближнепольного аналога ЛД над образцом рассчитывается по формуле Dбп = CU2f /UDC, где C – константа нормировки. Измерения состояли из сканирования края области наноструктурирования; при этом область без нанополос использовалась для определения доли ЛД, вызванной анизотропией ближнепольного зонда.

Итоговое значение величины ЛД определялось по формуле, полученной в рамках описания поляризационных свойств элементов установки в рамках формализма матриц Джонса:

- Dбп =. (4) - Рис. 4: а) Карта распределения некалиброванной величины линейного дихроизма Dбп вблизи поверхности образца плазмонной нанорешетки. б) Карта распределения абсолютной величины линейного дихроизма вблизи края образца. в) Сечение карты распределения абсолютной величины линейного дихроизма по белой пунктирной линии. Синим пунктиром приведено значение ЛД, измеренное в дальнем поле.

Здесь = U2f /(2J0(A)UDC) – величина, измерявшаяся над подложкой, = U2f /(2J0(A)UDC) – величина, измеренная над образцом, а J0(A) – значение функции Бесселя нулевого порядка от амплитуды колебаний фазовой задержки модулятора, устанавливаемой равной A 2.408.

Распределение величины Dбп в плоскости образца приведено на рис. 4a и представляет собой упорядоченный массив хорошо разрешенных полос. Среднее значение дихроизма в области подложки использовалось в выражении (4) для вычисления действительного значения величины Dбп 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 значению линейного 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 при помощи 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 краев индивидуальных нанополосок за счет появления в их субволновой окрестности нескомпенсированных зарядов, вызванных колебаниями плазмы в условиях резонанса ПП.

В 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 отклиРис. 5: Схематически, снизу вверх:

ка образца.

геометрическое положение образОбразец метаматериала состоца; сечение изображения образца в ит из многослойной тонкопленочАСМ; сечение изображения образной структуры Au/MgO/Au с толца, полученное в режиме измерещинами слоев 20нм 35 нм/20 нм, ния топографии поверхности с поморасположенной на толстой подщью поддержания постоянными сил ложке из плавленого кварца. Слои квазитрения; сечения распределений золота и оксида магния перфориоптического сигнала при освещении рованы массивом упорядоченных светом с поляризацией поперек (Ty) прямоугольных отверстий длиной и вдоль (Tx) полос; сечения распре450 нм, шириной 250 нм и периоделения величины линейного дихродом упаковки 500 нм в обоих наизма.

правлениях. Параметры образца были подобраны таким образом, чтобы резонансы структуры лежали в 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 отклика метаматериала в спектральной области его магнитного резонанса была собрана установка для наблюдения эффекта генерации оптических гармоник в прошедшем и отраженном излучении. Излучение второй гармоники импульсного Nd:YAG лазера с длительностью импульса 5 пс и частотой следования импульсов 5 кГц параметрически усиливает излучение непрерывного затравочного лазера с полосой перестройки 1490 1650 нм.

Состояние поляризации накачки контролируется полуволновой пластиной и призмой Глана. Излучение накачки фокусируется на поверхность короткофокусной линзой в пятно диаметром около 150 мкм, положение и размер которого контролируются InGaAs-камерой. Излучение второй (ВГ) и третьей (ТГ) оптических гармоник, отфильтрованное от излучения накачки поглощающими фильтрами и проанализированное призмой Глана, детектировалось с помощью фотоэлектронного умножителя (ФЭУ), работающего в пропорциональном режиме. Импульсы с ФЭУ усиливались и направлялись на цифровой осциллограф с функцией стробируемого интегрирования. Во всех измерениях средняя мощность излучения, попадающего на образец, удерживалась на уровне 3 мВт, пиковые интенсивности составляли 60 МВт/см2. Для изучения угловых зависимостей эффективностей генераций оптических гармоник в спектральной области резонансов распространяющихся плазмон-поляритонов была собрана установка на основе импульсного титан-сапфирового лазера с диапазоном перестройки 690 1060 нм. Излучение проходит через оптический прерыватель пучка и попадает на полуволновую пластину и призму Глана, которые регулируют мощность и состояние поляризации излучения накачки. Излучение накачки фильтруется красным фильтром и фокусируется в пятно диаметром 300 мкм. Средняя мощность излучения, попадающего на образец, удерживалась на уровне 50 мВт, пиковые интенсивности составляли 15 МВт/см2. Излучение ВГ, отфильтрованное от излучения накачки фильтрами BG39 и проанализированное призмой Глана, детектировалось с помощью фотоэлектронного умножителя (ФЭУ), работающего в пропорциональном режиме. Импульсы с ФЭУ усиливались и направлялись на синхронный усилитель, работающий на частоте прерывателя.

Приведены результаты измерений спектров коэффициентов отражения R() и пропускания T () метаматериалом p-поляризованного излучения при ориентации поляризации вдоль малых полос образца. Коэффициент поглощения рассчитывался как A() = 1 - T () - R(). Показано, что на спектрах, полученных при нормальном падении света имеются три максимума поглощения, два из которых располагаются красной области спектра, а третий – в ИК-диапазоне. При увеличении угла падения первый и второй максимум расходятся в спектральном пространстве, а третий смещается в коротковолновую область спектра. Резонансы в видимой области спектра соответствуют распространяющимся плазмонполяритонам, возбужденным на границе раздела золото-подложка при помощи 1го и -1го порядков дифракции. Резонанс в области длины волны = 1.55 мкм является резонансом с ненулевым магнитным дипольным моментом. Природа ненулевого магнитного момента заключается в том, что направления токов, текущих в двух золотых слоях метаматериала под воздействием резонансного излучения, являются противоположными. Далее в тексте этот резонанс будет упоминаться как магнитный или антисимметричный.

Рис. 6: а) Угловой спектр интенсиности прошедшей третьей гармоники в pp-геометрии при длинах волн накачки 1540 нм и 1600 нм. б) Угловой спектр интенсивности излучения ТГ, полученный в приближении угловой дисперсии, вызванной тензорной природой (3). в) Угловые зависимости генерации ТГ при возбуждении анитисимметричной моды (сплошная линия) и симметричной моды (пунктирная кривая).

На угловых зависимости интенсивности ВГ от образца метаматериала для длин волн накачки 750 нм и 800 нм наблюдается малое значение интенсивности ВГ при нормальном падении света на образец, связанное с s-s-запретом. Зависимости являются немонотонными и содержат ряд особенностей – локальных максимумов при углах 3 и 22 для = 750 нм и 9 и 30 для = 800 нм. Максимумы соответствуют угловым положениям резонансов ПП, заведенных на поверхность структуры порядками дифракции с j = -1 в выражении (2) для границ раздела золото-воздух и золото-подложка. На рис. 6 приведены угловые зависимости интенсивности ТГ от образца метаматериала для длин волн накачки 1600 нм и 1540 нм в геометрии “на просвет”. Зависимость является немонотонной и обладает локальным максимумом, положение которого зависит от длины волны накачки и составляет 20 ± 5 для = 1600 нм и 22 ± 2 для = 1540 нм.

Нелинейная поляризация среды записывается в виде:

n P(n) = L(r, n) : (n) : L(r, ) : E0() dV, (5) V где L(r, n) – фактор локального поля на частоте n, (n) – эффектив ный тензор нелинейной восприимчивости n-го порядка, L(r, ) – фактор локального поля на частоте накачки, E0() – вектор напряженности электрического поля накачки. L(r, n) не зависит от угла падения, а компоненты (n) не обладают сильной угловой дисперсией. Таким образом, основным вкладом в процесс генерации ВГ при накачке электрических резонансов является фактор усиления локальных полей L(r, ), который может быть большим в условиях резонансного возбуждения ПП. Это обстоятельство также доказывается величиной интенсивности ВГ при возбуждении резонанса на границе раздела SiO2/Au, обладающего большим поглощением, которая почти на порядок выше интенсивности ВГ при возбуждении резонанса на границе раздела воздух/Au.

Усиленная плазмонными полями генерация ВГ и ТГ в метаматериалах типа “fishnet” была обнаружена ранее [4]. Было показано, что спектры генерации ВГ и ТГ определяются усилением локальных полей. Однако форму полученных угловых спектров ТГ при накачке магнитного резонанса невозможно объяснить при помощи угловой дисперсии фактора локального поля на частоте накачки. Согласно (5) эффективность генерации ТГ определяется величинами L(r, n), L(r, ) и/или (3). Первые два фак тора не объясняют наличие максимума в угловых спектрах генерации ТГ, поскольку коэффициент пропускания на частоте третьей гармоники и поглощение на частоте накачки имеют монотонно убывающий характер зависимости от угла падения. В соответствии с (5) следовало бы ожидать монотонно убывающий характер зависимости интенсивности ТГ от угла.

Напротив, в угловых спектрах ТГ наблюдается максимум.

Такое поведение спектральных зависимостей генерации ТГ может быть объяснено угловой дисперсией восприимчивости третьего порядка за счет вступания в силу различных компонент тензора (3). После при менения перестановочных соотношений, вызванных симметрией поверхности системы, можно ввести феноменологическую зависимость интенсивности ТГ от угла падения накачки на образец, дающую качественное описание угловых спектров ТГ при относительных значениях компонент тензора нелинейной восприимчивости (3) = 0.42, (3) = 2.90, xxxx xxzz (3) = 6.57, (3) = -2.23 (см. рис. 6б).

zxxz zzzz Поскольку источником третьей гармоники в метаматериале является золото, обладающее наибольшей эффективной объемной величиной (3), была построена модель генерации ТГ на основе рассмотрения собственных колебаний плазмы электронов в золотых слоях метаматериала. Гармонические колебания зарядовой плотности в системе описываются суперпозицией двух собственных колебаний системы, соответствующих токам, текущим в обоих слоях в одном направлении (симметричная мода), и в противоположных направлениях (антисимметричная мода). На основе модели системы связанных нелинейных осцилляторов для описания динамики нескомпенсированных зарядов в двух слоях метаматериала и описания электромагнитных потенциалов, создаваемых элементарной ячейкой метаматериала, в виде потенциалов Лиенарда-Вихерта, были получены диаграммы рассеяния излучения ТГ для антисимметричной моды:

2c R() = [kq0 ctg sin(ka sin ) sin(kd cos )]2. (6) и симметричной моды:

2c R() = [kq0 ctg sin(ka sin ) cos(kd cos )]2. (7) При одних и тех же параметрах системы вид диаграммы рассеяния для симметричного и антисимметричного резонанса различаются, что показано на рис. 6в. Таким образом, существует принципиальное отличие формы угловых зависимостей эффективности ТГ при возбуждении электрических и магнитных резонансов в метаматериалах типа “fishnet”.

Основные результаты диссертационной работы можно сформулировать следующим образом:

1. Методами микроспектрополяриметрии и динамической эллипсометрии показано, что величина двулучепреломления и диапазон перестройки фазовой задержки между собственными линейно поляризованными волнами в плазмонных метаматериалах на основе анизотропно структурированных пленках золота зависит от типа и параметров резонанса плазмон-поляритонов. Максимальный диапазон частотноугловой перестройки фазовой задержки составил 1.8, что позволяет осуществлять произвольное преобразование поляризации, управляемое азимутальным углом ориентации образца и углом падения излучения на образец. Обнаружена определяющая роль возбуждения плазмонного резонанса типа Фано в формировании оптической анизотропии метаматриалов.

2. Методом сверхбыстрой поляриметрии параметров Стокса впервые продемонстрирована динамика состояния поляризации внутри фемтосекундных лазерный импульсов, отраженных от анизотропного плазмонного метаматериала в спектральной окрестности резонанса типа Фано с временем жизни порядка 65 фс. Максимальная измеренная скорость изменения поляризации составила 13 пс-1 в пространстве векторов Стокса. Обнаружена зависящая от времени деполяризация излучения внутри импульса, наличие которой объясняется усреднением состояний поляризации опорным импульсом в схеме детектирования корреляционных функций четвертого порядка. Построена модель динамики состояния поляризации на основе данных о спектральном отклике образца.

3. Реализована методика динамической сканирующей поляриметрии ближнего оптического поля для измерения ближнепольного аналога линейного дихроизма (ЛД) в плазмонных метаматериалах в виде упорядоченного массива золотых нанополос. Измерена величина ЛД вблизи поверхности образца при освещении лазерным излучением с длиной волны, близкой к центральной длине волны резонанса локальных плазмон-поляритонов в нанополосах, и продемонстрировано неоднородное распределение величины ЛД в плоскости образца с периодом, равным периоду расположения нанополос. Карта распределения ЛД не содержит спекловых особенностей и представляет собой синусоидальный профиль с амплитудой 0.07 ± 0.03 и средним значением -0.21 ± 0.03, соответствующим значению ЛД -0.2 ± 0.02, измеренному в дальнем поле.

4. Проведена угловая спектроскопия генерации оптических гармоник при возбуждении электрических и магнитного резонансов в метаматериалах со структурой типа “fishnet”, обладающих оптическим магнетизмом. Показно, что при возбуждении излучением накачки резонансов решеточных плазмон-поляритонов основным механизмом генерации второй гармоники является усиление локальным полем плазмонполяритонов нелинейного отклика поверхности золота. Результаты угловой спектроскопии генерации второй и третьей гармоник при возбуждении магнитного резонанса свидетельствует об определяющей роли угловой дисперсии компонент тензоров нелинейной поляризуемости среды и эффектов запаздывания при интерференции излучения вторичных источников в формировании нелинейно-оптического отклика метаматериала. Показано, что существует принципиальное отличие формы угловых зависимостей эффективности ТГ при возбуждении в метаматериалах типа “fishnet” резонансов с различной симметрией распределения токов.

Список цитируемой литературы [1] H. C. van de Hulst. Light scattering by small particles// Dover Publications, Inc., New York, 1981.

[2] В.М. Агранович, Д. Л. Миллс. Поверхностные поляритоны// Наука, 1985.

[3] U. Fano. Effects of configuration interaction on intensities and phase shifts // Physical Review. 1961. Т. 124, №6.– С. 1866.

[4] E. Kim, F. Wang, W. Wu, Z. Yu, Y. R. Shen. Nonlinear optical spectroscopy of photonic metamaterials// Physical Review B. 2008. Т. 78, №11.– С. 113102.

Основное содержание диссертации отражено в следующих работах:

Статьи:

1. M. R. Shcherbakov, B. B. Tsema, Yu. B. Tsema, A. A. Ezhov, V. I.

Panov, D. P. Tsai, A. A. Fedyanin, Near-field optical microscopy of plasmonic effects in anisotropic metamaterials // Physica C, – 2012. – в печати.

2. М. Р. Щербаков, Б. Б. Цема, А. А. Ежов, А. А. Федянин, Ближнепольная оптическая поляриметрия плазмонных нанорешеток // Письма в ЖЭТФ – 2011. – Т. 93, С. 801.

3. M. R. Shcherbakov, M. I. Dobynde, T. V. Dolgova, D.-P. Tsai, A. A. Fedyanin, Full Poincar sphere coverage with plasmonic nanoslit metamaterials at Fano resonance // Physical Review B – 2010. – Т. 82, С.

193402.

4. М. Р. Щербаков, П. П. Вабищевич, М. И. Добындэ, Т. В. Долгова, А. С. Сигов, Ч. М. Ванг, Д. П. Тсай, A. A. Федянин, Плазмонное усиление линейного двулучепреломления и линейного дихроизма в анизотропных оптических метаматериалах // Письма в ЖЭТФ – 2009. – Т. 90, С. 478482.

Заявка на патент:

М. Р. Щербаков, П. П. Вабищевич, Т. В. Долгова, А. А. Федянин //Микрополяризаторы и волновые пластины для оптического излучения на основе плазмонных наноструктур.

Тезисы:

1. M. R. Shcherbakov, M. I. Dobynde, T. V.Dolgova, D. P. Tsai, A.

A. Fedyanin // Full Poincar sphere coverage with plasmonic nanoslit metamaterial at Fano resonance, – The International Conference on Coherent and Nonlinear Optics: Technical Digest – 2010. – С. ITuK7.

2. M. R. Shcherbakov, M. I. Dobynde, P. P. Vabishchevich, T. V. Dolgova, D. P. Tsai, A. A. Fedyanin // Polarization-sensitive optical metamaterials, – 5th International Conference on Materials Science and Condensed Matter Physics: Book of abstracts – 2010. – C. 188.

3. M. R. Shcherbakov, J. Reinhold, C. Helgert, T. Pertsch, A. Chipouline, A. A. Fedyanin, //Nonlinear effects in negative-index optical metamaterials // The International OSA Network of Students conference: Technical digest – 2010. – C. 10.

4. M. I. Dobynde, M. R. Shcherbakov, P. P. Vabishchevich, C. M. Wang, Yu. H. Fu, D. P. Tsai, A. S. Sigov, A. A. Fedyanin, Linear birefringence and linear dichroism in planar plasmon-polariton metamaterials // Proceedings of 6th international conference of young scientists and specialists – 2009. – C.

164.

5. P. P. Vabishchevich, M. I. Dobynde, M. R. Shcherbakov, T. V. Dolgova, A. A. Fedyanin, Plasmonic enhancement of linear birefringence and linear dichroism in planar anisotropic metamaterials // Modern achievements of bionanoscopy, Book of abstracts – 2009. – C. 63.

6. Shcherbakov M.R., Vabischevich P.P., Dobynde M.I., Sigov A.S., Zaitsev A.A., Fedyanin A.A. // Linear dichroism and birefringence in anisotropic plasmonic metamaterials – Progress in electromagnetics research symposium, PIERS 2009, Draft Abstracts – 2009. – C. 325.

7. M. R. Shcherbakov, P. P. Vabishchevich, A. A. Fedyanin, Anisotropic planar metamaterials // The conference on wave phenomena in inhomogenious media, Book of abstracts – 2008. – C. 55.






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.