WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 1 Плазмонно-волноводные поляритоны в металлодиэлектрических фотонно-кристаллических слоях © Н.А. Гиппиус, С.Г. Тиходеев, А. Крист, Й. Куль, Х. Гиссен Институт общей физики им. А.М. Прохорова Российской академии наук, 117942 Москва, Россия Отделение физики твердого тела, Институт им. Макса Планка, Штутгарт, Германия Институт прикладной физики, Университет г. Бонн, Бонн, Германия E-mail: tikh@gpi.ru Теоретически и экспериментально исследованы оптические свойства решеток металлических (золотых) нанонитей на диэлектрической подложке. В зависимости от структуры подложки в спектрах пропускания таких планарных металлодиэлектрических фотонных кристаллов наблюдаются два типа аномалий Вуда.

Дифракционные аномалии, или аномалии Рэлея, связаны с открытием (при увеличении частоты падающего света) каналов дифракции в подложку или воздух. Если же в подложке имеется волновод, возможно образование второго типа аномалий Вуда (резонансных аномалий), связанных с возбуждением в подложке приповерхностных резонансных мод. Взаимодействие таких приповерхностных квазиволноводных мод с локализованными плазмонными возбуждениями приводит к образованию плазмонно-волноводных поляритонов. Эффект сопровождается сильной перестройкой оптического спектра и может быть использован для управления фотонными зонами фотонно-кристаллического слоя.

Работа частично поддержана грантами Российского фонда фундаментальных исследований, Минпромнауки РФ и Президиума РАН.

Фотонными кристаллами называются структуры с ритонов. Такие фотонные кристаллы принято называть пространственно-периодической диэлектрической про- поляризонными. В поляризонных кристаллах появляется ницаемостью (период порядка длины волны света). возможность одновременно управлять электронными и Бурный рост исследований таких структур начался фотоными резонансами. В зависимости от типа элекпосле появления работ [1,2]. Характерная особен- тронного резонанса выделяют экситон-поляритонные ность оптических спектров фотонных кристаллов — кристаллы (с наноструктурированными полупроводникаобразование фотонных запрещенных зон (см., напри- ми) и плазмон-поляритонные кристаллы (с нанострукмер, [3,4]). Помимо трехмерных фотонных кристаллов турированными металлами). Первой исследованной развесьма интересными структурами являются одномерно- новидностью экситон-поляритонных кристаллов были или двумерно-периодические слои фотонных кристал- так называемые брэгговские сверхрешетки [10–12], т. е.

лов, вертикальная геометрия которых может быть про- вертикально-слоистые одномерно-периодические струкизвольно сложной [5–7]. Фотонно-кристаллические слои туры. Другая разновидность экситон-поляритонных кримогут быть изготовлены современными методами по- сталлов — фотонно-кристаллические слои с нанослойной литографии, их оптические свойства представ- структурированными полупроводниками в плоскости ляют практический интерес в связи с потенциальной слоя [13–16].

интегрируемостью с микроэлектроникой.

Системы с решетками отверстий (или других диэлекСледует иметь в виду, что исследования фотонных трических включений) в тонких металлических пленках кристаллов в действительности начались задолго до являются одной из реализаций плазмон-поляритонных возникновения этого термина. Например, задача о вли- фотонных кристаллов. В таких системах недавно было янии образования фотонной зперещенной зоны на вре- обнаружено так называемое аномально большое пропусмя излучательных атомных переходов была рассмот- кание света решетками отверстий с размерами, меньрена Быковым [8]. Еще раньше началось исследова- шими волны света [17]. Физическое объяснение этого ние фотонно-кристаллических слоев, которые по суще- эффекта связано с поведением поверхностных плазмоству явлются дифракционными решетками. В частности, нов в металле, которые возбуждаются благодаря брэгосновные особенности оптических спектров дифракци- говским резонансам на решетке отверстий. Собственно, онных решеток называются аномалиями Вуда, поскольку для наблюдения такого резонансного пропускания не впервые были исследованы в классической работе [9].

нужно и отверстий: достаточно иметь периодическую При наличии в системе оптически активных элек- модуляцию металлического слоя и чтобы толщина метронных резонансов поведение фотонных кристаллов талла где-нибудь становилась достаточно малой сравсущественно обогащается благодаря образованию свя- нимой с толщиной скин-слоя [18]. В последнее время занных электронных и фотонных резонансов — поля- весьма активно обсуждаются возможности использова140 Н.А. Гиппиус, С.Г. Тиходеев, А. Крист, Й. Куль, Х. Гиссен возбуждению плазмона, локализованного в нанонити.

Типичное распределение электрического поля локализованного плазмона в области нанонити показано на рис. 3. Характерным признаком локализованного плазмона является ярко выраженный дипольный характер распределения поля в ближневолновой зоне вне нити;

при этом поле внутри нити почти однородно. ОтмеРис. 1. Схематическое изображение металлодиэлектрического фотонного кристалла, состоящего из решетки золотых нитей, нанесенных на поверхность волновода из оксида индий-олова (ITO) на кварцевой подложке. Наклонная стрелка показывает направление падения света при измерении спектра пропускания, заданное углом падения и азимутальным углом.

Волновой вектор падающего фотона (частоты ) в вакууме k(k0 = /c) имеет горизонтальные проекции kx = k0 sin cos перпендикулярно нитям и ky = k0 sin cos вдоль нитей.

ния поверхностных плазмонов для нанооптики высокого разрешения, нанофотолитографии и других приложений (см., например, [19]).

Другая возможная реализация поляризонных фотонных кристаллов строится на основе решеток из металлических наноточек [20] или нанонитей [21]. Однако в отличие от рассмотренных выше поверхностных плазмонов в сплошных металлических слоях с периодическими диэлеткрическими включениями (или в группах тесно примыкающих друг к другу металлических частиц) в данном случае это плазмоны, локализованные в металлических наночастицах с размерами много меньшими длины волны света. Причем в случае локализованных плазмонов благодаря их большой поляризуемости наблюдаются даже значительно более сильные резонансные явления.

Схематическое изображение металлодиэлектрической структуры из решетки металлических (золотых) нанонитей на диэлектрической подложке показано на рис. 1. Золотые нанонити нанесены на слой оксида индий-олова (ITO) на кварцевой подложке. Экспериментально измеренные спектры экстинкции - ln T (где T — коэффициент пропускания) для системы с периодом dx = 450 nm при нормальном падении света Рис. 2. Спектры экстинкции - ln T (T — пропускание) с поляризацией вдоль (TE) и поперек (TM) нитей для структур с периодом dx = 450 nm на тонком (a) и толпредставлены на рис. 2. На рис. 2, a и b соответственстом (b) слое ITO, измеренные при нормальном падении света но представлены спектры, измеренные в системе, не = = 0. Сплошные и штриховые линии отвечают TM и TEподдерживающей и поддерживающей волноводные моды поляризациям соответственно (магнитное и электрическое в показанной области спектра. Широкий максимум на поле вдоль нитей). Стрелка на части a показывает положение частоте 1.8 eV, видимый в TM-поляризвации, отвечает дифракционной (рэлеевской) аномалии.

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. Плазмонно-волноводные поляритоны в металлодиэлектрических фотонно-кристаллических слоях тим также значительное усиление поля вблизи углов нанонити. В TE-поляризации (электрическое поле вдоль нити) локализованные плазмоны не возбуждаются. На высокочастотном крыле плазмонного резонанса видна дифракционная аномалия Вуда, связанная с открытием при увеличении частоты падающео света канала дифракции в подложку (см. стрелку на рис. 2, a). Подобные особенности корневого типа обычно проявляются в виде излома на спектральных зависимостях.

В том случае, если подложка поддерживает волноводные моды, спектры экстинкции претерпевают знаРис. 3. Распределение электрического поля в области мечительные изменения (рис. 2, b). В TE-поляризации эти таллической нити вблизи плазмонного резонанса. Возбуизменения проще: при нормальном падении возникает ждающая плазмон плоская электромагнитная волна имеузкий пик, который сдвигается в область меньших частот ет TM-поляризацию (электрическое поле направлено вдоль при увеличении периода структуры. Такое поведение оси 0x, перпендикулярно нити) и падает сверху (углы падеотчетливо видно на рис. 4, a, b (штриховые линии). Узкий ния = = 0, см. рис. 1). Прямоугольник в центре соответпик связан с резонансным возбуждением в волноводе ствует поперечному сечению нити, область под нанонитью — ITO-волновод. Длина и ориентация конусов показывают вели- стоячей волны, образованной TE0-волноводными модачину и направление электрического поля в центре конуса. ми с брэгговскими волновыми векторами ±2/dx. Таким Рис. 4. Спектры экстинкции - ln T (T —пропускание), измеренные (a, c) и рассчитанные (b, d) методом матрицы рассеяния для случая плоскости падения света, перпендикулярной нанонитям ( = 0). Показаны зависимости от периода структуры dx = 375-575 nm с шагом 25 nm при нормальном падении света = 0 (a, b) и от угла падения = 0-20 с шагом 2 для структуры с периодом dx = 450 nm (c, d). Сплошные и штриховые линии отвечают TM- и TE-поляризациям соответственно (магнитное и электрическое поле вдоль нитей). Нижние спектры на каждой панели показаны в правильном масштабе, все остальные спектры сдвинуты вверх эквидистантно.

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 142 Н.А. Гиппиус, С.Г. Тиходеев, А. Крист, Й. Куль, Х. Гиссен образом, это так называемая резонансная аномалия Вуда, обусловленная падающей волной квазиволноводных мод в фотонно-кристаллическом слое. Подробный анализ поведения квазиволноводных мод в фотоннокристаллических слоях можно найти в работе [22] (см.

также ссылки в ней).

Поведение такой стоячей волны с изменением периода структуры или угла падения света можно понять, пользуясь приближением пустой решетки для одномерного фотонно-кристаллического слоя (рис. 5). Видно, что сворачивание законов дисперсии TE0-моды в первую зону Бриллюэна (ср. линии 4 и 4 на рис. 5) приводит к брэгговскому резонансу в -точке, который при увеличении периода (т. е. при уменьшении величины первой зоны Бриллюэна) сдвигается в область меньших энергий (ср. рис. 5, a и b для dx = 300 и 450 nm соответственно).

Поведение спектров в TM-поляризации значительно сложнее. Оно связано с взаимодействием TM0-квазиволноводных мод (линии 5 и 5 на рис. 5) с локализованным плазмоном в нанонитях (горизонтальные линии 6).

В приближении пустой решетки отчетливо видно, что такой резонанс можно ожидать для периода структуры dx 450 nm, если частота локализованного плазмона составляет порядка 1.8 eV. Действительно, на рис. 4 отчетливо видно антипересечение этих двух резонансов в области dx 450 nm, сопровождающееся образованием плазмонно-волноводного поляритона [21].

При наклонном падении света поведение спектров эксинкции становится более сложным из-за возникновения третьего резонанса (рис. 4, c, d). Последний отвечает Рис. 5. Приближение пустой решетки для системы с периодом возбуждению моды, которая становится антисимметричdx = 300 (a) и 450 nm (b). Линии 1–3 показывают соответной в центре зоны Бриллюэна и поэтому не видна при свенно световые конусы в воздухе, кварце и ITO, линии нормальном падении света.

и 5 отвечают дисперсиям TE0- и TM0-волноводных мод в Таким образом, если диэлектрическая подложка подITO-волноводе толщины Lz = 140 nm, линии 4 и 5 — TEдерживает волноводные моды, возможно образование и TM0-модам, свернутым в первую зону Бриллюэна соответвторого типа аномалий Вуда — аномалий резонансного ствующей решетки. Темные и светлые кружки — энергии типа, связанных с возбуждением в подложке приповерх- отсечки TE0- и TM0-мод. Горизонтальная линия 6 отвечает ностных квазиволноводных мод. Резонансное взаимодей- энергии локализованного плазмона в нанонити.

ствие таких приповерхностных волноводных мод с локализованными плазмонными возбуждениями приводит к образованию плазмонно-волноводных поляритонов [21].

распределение электромагнитных полей в ближневолноЭффект сопровождается сильной перестройкой оптичевой области, что весьма существенно как для понимания ского спектра и может быть использован для управлефизики происходящих в фотонно-кристаллическом слое ния фотонными зонами фотонно-кристаллического слоя.

процессов, так и для описания возможных нелинейноНапример, возможно образование перекрывающихся во оптических эффектов. Приведенный на рис. 3 пример всех поляризациях фотонных стоп-зон. Ввиду большой распределения электрического поля в области металоптической силы плазмона в нанонити расщепление лической нанонити был рассчитан методом матрицы Раби в плазмонно-волноводном поляритоне может быть рассеяния.

чрезвычайно большим (до 250-300 meV).

По сравнению с часто используемым в физике фотонДля теоретического расчета спектров (рис. 4, b, d) ных кристаллов методом прямого конечно-разностного был использован метод матрицы рассеяния [22]. Сурешения уравнений Максвелла во времени (FDTD — щественным обстоятельством является отсутствие в Finite Difference on Time Domain) метод матрицы расрасчете подгонных параметров: геометрические размеры сеяния имеет значительные преимущества. Поскольку системы были измерены экспериментально, а частотные метод непосредственно связан с общей теорией расзависимости диэлектрических проницаемостей взяты из сеяния, он позволяет эффективно использовать такие литературы (см. обсуждение в работе [21]). Видно, что метод матрицы рассеяния достаточно хорошо воспроиз- общие свойства, как унитарность (для прозначных сред), водит все качественные особености поведения оптиче- взаимность связанных обращением времени каналов ских спектров. Кроме того, метод позволяет рассчитать рассеяния [23]. Метод матрицы рассеяния позволяет Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. Плазмонно-волноводные поляритоны в металлодиэлектрических фотонно-кристаллических слоях развить резонансное приближение для описания оптических свойств фотонно-кристаллических слоев посредством вычисления резонансных фотонных мод с учетом реальной геометрии и состава структуры [23]. Кроме того, метод не требует таких значительных вычислительных ресурсов, как FDTD: в большинстве случаев достаточно персонального компьютера. Кроме того, он позволяет учесть проихвольную частотную дисперсию диэлектрических поницаемостей составных материалов фотонного кристалла. Последнее наиболоее важно в случае металлов. Еще одно преимеущество метода — возможность непосредственного вычисления потерь на излучение. Недостатком метода является его медленная сходимость в случае металлов.

Список литературы [1] E. Yablonovitch. Phys. Rev. Lett. 58, 2059 (1987).

[2] S. John. Phys. Rev. Lett. 58, 2486 (1987).

[3] J.D. Joannopoulos, R.D. Meade, J.N. Winn. Photonic Crystals.

Pages:     || 2 |



© 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.