У роботі представлений перспективний клас наноструктур з об'єднаними магнітними і плазмонів функціональними можливостями магнітоплазмонние наноструктури. Реалізація подібних наноструктур здійснюється з використанням шарів феромагнітних металів або магнітодіелектриків. Магнітна активність наноструктур дозволяє управляти їх плазмонів властивостями за допомогою зовнішнього магнітного поля, змінюючи спектральне положення резонансу, що дозволяє створювати активні плазмонів пристрої для систем керування оптичними сигналами і магнітооптичних сенсорів.

Анотація наукової статті з нанотехнологій, автор наукової роботи - Басиладзе Г.Д., Бержанський В.Н., Недвига О.С., Шапошников О.Н.


MAGNETOPLASMONIC STRUCTURES (REVIEW). PART 1

The paper presents a promising class of nanostructures with combined magnetic and plasmonic functional capabilities magnetoplasmonic nanostructures. The realization of such nanostructures is carried out using magnetic layers of ferromagnetic metals or magnetodielectrics. The magnetic activity of nanostructures allows to govern their plasmonic properties by means of an external magnetic field, changing the spectral position of the resonance, which makes it possible to create active plasmonic devices for optical signal control systems and magneto-optical sensors.


Область наук:

  • нанотехнології

  • Рік видавництва: 2017


    Журнал

    Вісник Фізико-технічного інституту Кримського федерального університету імені В. І. Вернадського


    Наукова стаття на тему 'МАГНІТОПЛАЗМОННИЕ СТРУКТУРИ (ОГЛЯД). ЧАСТИНА 1'

    Текст наукової роботи на тему «МАГНІТОПЛАЗМОННИЕ СТРУКТУРИ (ОГЛЯД). ЧАСТИНА 1"

    ?ФІЗИКА І МАТЕМАТИКА PHYSICS AND MATHEMATICS

    Вісник Фізико-технічного інституту

    Кримського федерального університету імені В. І. Вернадського Том 1 (67-69). № 4. 2017. С. 5-24

    Journal of Physics and Technology Institute of V. I. Vernadsky Crimean Federal University Volume 1 (67-69). No. 4. 2017. P. 5-24

    УДК 537.632

    МАГНІТОПЛАЗМОННИЕ СТРУКТУРИ (ОГЛЯД). ЧАСТИНА 1

    Басиладзе Г. Д., Бержанський В. Н., Недвига А. С. *, Шапошников А. Н.

    Фізико-технічний інститут, Кримський федеральний університет імені В.І.. Вернадського, Сімферополь 295007, Росія * E-mail: nedviga @ list.ru

    У роботі представлений перспективний клас наноструктур з об'єднаними магнітними і плазмонів функціональними можливостями - магнітоплазмонние наноструктури. Реалізація подібних наноструктур здійснюється з використанням шарів феромагнітних металів або магнітодіелектриків. Магнітна активність наноструктур дозволяє управляти їх плазмонів властивостями за допомогою зовнішнього магнітного поля, змінюючи спектральне положення резонансу, що дозволяє створювати активні плазмонів пристрої для систем керування оптичними сигналами і магнітооптичних сенсорів.

    Ключові слова: плазмонний резонанс, магнітоплазмоніка, плівка граната, магнітофотонний кристал, плазмонів наноструктура.

    PACS: 42.70.Qs, 71.36. + C, 78.20.Ls, 78.66.-w, 78.67.-n, 85.70.Sq. ВСТУП

    Незважаючи на успіхи в розробці матеріалів для прикладної магнітооптики сьогодні тривають пошуки методів посилення магнітооптичних (МО) ефектів. Так як потенціал методів, заснованих виключно на синтезі матеріалів, майже вичерпано, наноструктурування визнано дуже перспективним для удосконалення оптичних властивостей матеріалів [1]. Цей підхід відображає нову парадигму сучасної оптики, в якій оптичні властивості в основному визначаються геометричними резонансами, а не електронними. Прикладом плідної МО реалізації цього підходу є магнітофотонний кристал, що забезпечує значне посилення ефекту Фарадея [2-4].

    Існування самопідтримується колективних збуджень електронної плазми і електромагнітного поля, локалізованого на кордонах метал / діелектрик, передбачене Річі в 50-х роках минулого століття [5]. Експериментальне доказ роботи Річі незабаром послідувало в експериментах по втраті енергії електронів, після чого термін «поверхневий квант-поляритон» (ППП) був введений в науковий обіг, щоб назвати кванти цих колективних коливань [6]. З тих пір спостерігається значний прогрес в дослідженнях ППП, які відіграли ключову роль у багатьох проблемах конденсованої речовини і фізики поверхні.

    Зростаючий інтерес до плазмонів наноструктур і наночастицам супроводжується великою кількістю робіт в цій галузі, в тому числі

    присвячених магнітоплазмоніке, що досліджує резонанси МО ефектів, що мають плазмонів природу.

    Зважаючи на вищенаведене, тісний союз Плазмоніка і магнітооптики виглядає взаємовигідною і перспективним [7]. З одного боку, магнітне поле є хорошим інструментом для управління ППП, з іншого боку, ППП можуть використовуватися для посилення МО ефектів.

    В огляді розглянуті одновимірні магнітоплазмонние структури, що містять, в основному, МО епітаксіальні плівки феритів-гранатів (ЕПФГ) і полікристалічні плівки феритів-гранатів, отримані методами вакуумного напилення, а також двовимірні магнітоплазмонние структури і поточний стан розробок в цій галузі.

    1. ОСНОВНІ МЕТОДИ порушення поверхневих плазмонов-поляритону

    Важливо знати, що хвильовий вектор вільної електромагнітної хвилі всередині діелектрика менше, ніж хвильовий вектор ППП на кордоні метал / діелектрик. Внаслідок цього резонансна зв'язок світла з ППП не реалізується. Тому для збудження ППП були розроблені спеціальні експериментальні схеми. Фотони і ППП-хвильові вектори можуть бути узгоджені або туннелированием фотонів в геометрії повного відображення (конфігурації або геометрії Кретчман і Отто), або гратчасту методом з використанням дифракційних ефектів на періодичній одно- або двовимірної структурі (рис. 1) [8].

    а - геометрія Кретчман, Ь - геометрія Отто, з - гратковий метод Рис. 1. Основні методи збудження ППП, що застосовуються на практиці

    В геометрії Кретчман (рис. 1 а) металева плівка висвітлюється через діелектричну призму під кутом 9 більше критичного кута повного внутрішнього відображення [9, 10]. При цьому відбувається резонансне тунелювання світла через металеву плівку і збудження ППП на зовнішньої по відношенню до призмі стороні металевої плівки, а в спектрі відображення спостерігається різкий мінімум, що вказує на ефективну взаємодію світла з ППП, а поблизу кордону розділу метал / діелектрик спостерігається значна концентрація електромагнітної енергії, щільність якої більш ніж на два порядки перевищує щільність енергії в падаючому пучку світла. Метод збудження ППП в геометрії

    Кретчман застосовний для випадку не надто товстих плівок (hm < 80 нм). Для більш товстих плівок ефективність цього методу дуже мала, і необхідно використовувати інші підходи, наприклад, метод збудження ППП в геометрії Отто.

    В геометрії Отто ППП можна порушувати на ближній по відношенню до призмі стороні металевої плівки (рис. 1 Ь). Призма, де відбувається повне внутрішнє віддзеркалення, розташована поблизу поверхні металу і туннелирование фотонів відбувається через повітряний зазор між призмою і поверхнею [11].

    Порушення ППП може здійснюватися також з використанням дифракційних ефектів. Це може бути реалізовано, якщо або метал, або діелектрик періодично перфоровано системою щілин або отворів. Світло, дифрагованим на таких решітках, може мати різні компоненти хвильового вектора уздовж поверхні металу. Якщо деякі з них збігаються з хвильовим вектором ППП, то істотна частка енергії даного дифракційного порядку йде на збудження ППП (рис. 1 с). У конфігурації решітки ППП можуть порушуватися на обох поверхнях металевої плівки [8].

    1.1. Приклади практичної реалізації геометрії Кретчман

    В роботі [12] розглянута практична реалізація конфігурації Кретчман стосовно ЕПФГ з плазмонів плівкою з золота (рис. 2).

    Мал. 2. Використання геометрії Кретчман для вивчення МО властивостей плівок Bi: YIG

    Автори [12] використовували плівки Bil, 8Yl, 2Fe5Ol2 товщиною 2,5 мкм з легкої віссю намагніченості, перпендикулярній поверхні. Плівки вирощували методом рідиннофазної епітаксії на обох сторонах підкладки з гадоліній-галлиевого граната товщиною 0,4 мм. Поле насичення в напрямку, перпендикулярному плівці, було 150 Гс. Кут повороту Фарадея, який вимірюється в геометрії пропускання зразка, становив 2,0 і 0,22 ° / мкм на довжинах хвиль 633 і 1310 нм, відповідно.

    Плівка з золота товщиною 41 нм, була нанесена на одну зі сторін зразка термічним випаровуванням; вільна сторона зразка контактувала зі скляною призмою. Призма зі зразком розташовувалася на обертовому столику. Поверхневий плазмонний резонанс (ППР) досліджували при намагнічуванні зразка перпендикулярно площині плівки.

    Один з варіантів практичної реалізації геометрії Кретчман з використанням плівки фериту-граната, представлений в роботі [13] (див. Рис. 3 а).

    4 &А

    81 | уег

    II СеУЮ ^ - ^ -

    \ Vuier

    ЕРпш 0 н РНмп I

    ? 1 91т

    ^ СеЯС ОТО

    • • Мм

    (? 0

    (11

    &2

    йз

    Товщина шару та (Се: ую) становить 25 нм, товщина шару д (А§) становить 41 нм (умова максимального фактора якості)

    Мал. 3. МО ППР датчик (а) і його поперечний переріз (Ь)

    Датчик на основі МО елемента і структури для збудження ППР (МО ППР датчик) виготовлений з використанням діелектричної МО плівки Се1У2? Е5О12 (Се: ую) і металевої плівки Ag. На рис. 3 а показана пропонована схема МО ППР датчика. На рис. 3 Ь - вид поперечного перерізу пристрою з позначенням діелектричної проникності шарів, їх товщини і напрямку магнітного поля Н. Перетворювач датчика складається з підкладки, тонкого шару Ag (41 нм) і шару Се: ую (25 нм). Чутливий інтерфейс знаходиться між плівкою Се: ую і зондіруемой середовищем. Скляна призма використовується для узгодження хвильових векторів падаючого світла і ППР на інтерфейсі Ag / Ce: YIG.

    Завдяки низьким оптичним втрат Ag і сильному МО ефекту Се: ую (в? = 2-104 ° / см на X = 1000 нм), досягається високе значення МО добротності і чутливості. Пристрій перевершує за цими показниками МО ППР датчики на основі феромагнітного металу на тій же довжині хвилі. Це досягається, в тому числі, за рахунок високого показника заломлення плівок Се: ую (п = 2,3 на X = 1100 нм) в порівнянні з аналізованої середовищем. За допомогою аналітичного і чисельного моделювання була створена оптимізована структура МО ППР датчика на основі Ag / Ce: YIG, максимальна чутливість до показника заломлення якого досягається при довжині хвилі світла 1160 нм і товщині Се: ую і шару срібла 25 і 41 нм, відповідно. Додається при цьому поле Н для магнітного насичення плівки Се: ую в площині досягало 500 Е. Чутливість датчика кількісно характеризується МО добротністю Бом

    d \ R (+ H) -R (-H) | dd d DR

    FoM = -1 ------- ^ - x- =-.

    dd dn dn

    (1)

    де Я - коефіцієнт відбиття світла; Н - зовнішнє магнітне поле; 9 - кут падіння для резонансного збудження ППР; п - показник заломлення досліджуваного середовища.

    1.2. Приклад використання геометрії Отто для цілей сенсорики

    В роботі [14] представлена ​​теоретична модель структури (підкладка зі скла ВК-7 / Аі / Ре / Аі) з призменним порушенням ППР в геометрії Отто (рис. 4).

    prism

    дар

    Substrate - BK7

    Au h

    Fe Fe h

    Au до

    ш

    Мал. 4. МО структура ППР в геометрії Отто

    Досліджено параметри відображення і ефект Керра структури при різних періодах решітки з циліндричних мікрокрапок Бе і товщині плівок золота. Висота і радіус циліндричних мікрокрапок Бе в матриці Аі - 20 нм і 1 мкм, відповідно. Товщина металевої підструктури ь + до +? 2 = 40 нм, де до-висота циліндричної мікроточки (табл. 1).

    Таблиця 1. Товщина шарів в Аі / Бе / Аі наноструктурі

    Variant fi h k

    A 0 20 20

    У 10 20 10

    З 15 20 5

    D 5 30 5

    Е 15 10 15

    Залежно від кута падіння р-поляризованого світла з довжиною хвилі 632,8 нм коефіцієнт відображення може досягати 85%. Вплив МО активності решітки Fe було вивчено за допомогою меридионального ефекту Керра. Максимальний поворот площини коливань світла досягає 4-10-3 град, граничне значення еліптичності - близько 3-10-3 град. Спостерігається також вплив товщини плівки Аі на параметри ефекту Керра. Отримані результати показують перспективність дослідженої структури для створення МО ППР чутливих елементів для аналізу досліджуваних середовищ.

    1.3. Використання дифракційних ефектів для збудження поверхневих квант-поляритонов

    В роботі [15] представлені схема і режими роботи магнітоплазмонного кристала (МПК) в розмагніченого (багатодоменному) і намагніченому в поздовжньому напрямку станах (рис. 5).

    а, з - МПК в розмагніченого (багатодоменному) і намагніченому в поздовжньому напрямку (монодоменному) станах, відповідно; Ь, е - електромагнітні

    моди МПК, відповідно

    Мал. 5. Схеми магнітоплазмонних кристалів

    МПК складається із золотої грати заввишки ^ і феромагнітного діелектрика товщиною кт, вирощеного на немагнітної підкладки. Золота решітка має період й і ширину щілини р Оптичні моди збуджуються падаючим ТМ-поляризованим світлом. Довгі стрілки представляють основні компоненти поля, пов'язані з режимами ТМ і ТЕ в немагнітному стані, а короткі -компоненти, викликані поздовжньої намагниченностью.

    В роботі [16] представлена ​​подібна до попередньої геометрія розташування періодичної решітки із золота на поверхні магнітного діелектрика (плівки вісмут-заміщеного фериту-граната, вирощеної на підкладці з гадоліній галлиевого граната щодо орієнтації площинний намагніченості цього шару (рис. 6). Параметри шару перфорованого золота й = 594 нм, г = 110 нм і до = 120 нм.

    I-

    орієнтація намагніченості М: а - паралельно щілинах, Ь - перпендикулярно щілинах; вставка: РЕМ-зображення перфорованої структури золота

    Мал. 6. Магнітоплазмонная гетероструктура

    Подібна магнітоплазмонная структура також приведена в [17]. У цій роботі були досліджені лінійні і нелінійні оптичні ефекти. Схематичне зображення МПК, геометрії експерименту і спектр пропускання структури приведені на рис. 7.

    Incidence angle, deg

    області збудження ППП на кордонах розділу повітря / золото - суцільні лінії, на границях розділу золото / гранат - штрихові лінії

    Мал. 7. Схематичне зображення структури МПК (а), спектри пропускання МПК в залежності від довжини хвилі і кута падіння світла (Ь)

    2. ДЕЯКІ РАЗНОВИДНОСТИ плазмонів наноструктур

    2.1. Системи зі структурованими металевими магнітними компонентами

    Певний інтерес представляють отримані в [18-23] зразки плазмонних кристалів, в яких використовується періодичність металевого феромагнетика для збудження плазмонних мод. МО ефекти в них посилюються в значно більшому ступені, ніж в разі структур з гладкими функціональними шарами. На рис. 8 (а, Ь, е, 1) наведено зображення цих структур, отримані за допомогою атомно-силового мікроскопа (АСМ) і растрового електронного мікроскопа (РЕМ).

    На рис. 8 а [18] і 8 б [19] показані плазмонів структури у вигляді дифракційних решіток, де спостерігали посилення МО активності, викликане порушенням ППР. В роботі [18] досліджувалася Ш решітка з шару нікелю, товщиною 100 нм, нанесеного на полімерну грати з глибиною штрихів близько 50 нм, і періодом АУ2 (рис. 8 а). При використанні оптичних частот для збудження плазмонного резонансу в геометрії рис. 8 а довжина пробігу ППП була порівнянна з періодом решітки. Взаємодія ППП з гратами при такій довжині пробігу призводило до посилення екваторіального ефекту Керра (ЕЕК) майже на порядок в порівнянні з випадком гладких феромагнітних плівок. Подібний ефект спостерігали також в структурі, що представляє собою дифракційну решітку, виконану у вигляді гофрованого тришарового покриття Аі / З / Аі на полікарбонатною решітці (рис. 8 б [19]).

    а - Ш-решітка нікелю (праворуч - зображення АСМ) [18]; Ь - тришарова Аі / З / Аі-решітка на полікарбонатною решітці [19]; з - золоті нанодіскі на тришаровому Аі / З / Аі [20]; е - двовимірна наногофрірованная плівка кобальту на зовнішній поверхні колоїдного кристала полиметилметакрилата (зліва -РЕМ-зображення, праворуч - мікрофотографія перетину частинок, виконана фокусованим пучком іонів ва, покриття З видно, як яскравий шар) [21];

    е - 2Б-плазмонний кристал кобальту (праворуч - РЕМ-зображення) [22]; f - 2Б-плазмонний кристал з самоорганізованих полімерних монослоев, реплікованих в нікелі на золотій основі (праворуч - зображення АСМ) [23]

    Мал. 8. Різні типи плазмонних кристалів з магнітними компонентами

    В [20] (рис. 8 с) було вивчено вплив МО активності тришарової структури Аі / З / Аі (16 нм / 10 нм / 6 нм) на збудження локалізованих плазмонних резонансів масиву нанорозмірних золотих дисків діаметром 110 нм, висотою 20 нм (періодичність масиву варіювалася від 250 до 400 нм), нанесених на поверхню діелектричної прошарку 8Ю2 товщиною 20, 50 або 80 нм. Зміна товщини діелектричної прошарку дозволяє контролювати зв'язок між МО і плазмонів компонентами, в той час як щільність нанодісков дозволяє контролювати поглинається системою світло через локалізоване збудження плазмона.

    Було показано, що ефект масиву нанодісков двоякий. По-перше, він оптимізує поглинання світла при певних енергіях фотонів, відповідних локалізованого поверхневого плазмонного порушення

    масиву, змінюючи відбивну здатність системи (цей ефект визначається як чисто оптичний внесок). По-друге, при локалізованому резонансі плазмона електромагнітне поле у ​​всій системі перерозподіляється, а посилена МО активність відбувається при збільшенні електромагнітного поля в магнітному шарі (цей ефект визначається як чисто МО внесок масиву нанодісков). Посилення ЕЕК при порушенні ППП відбувається через зсув плазмонного резонансу в поперечному магнітному полі. Таке зміщення має місце тільки для розповсюджуються (тобто не локалізованих) ППП. Магнітне поле слабо впливає на стан резонансних частот локалізованих плазмонів. Як наслідок, при порушенні локалізованих плазмонів посилення ЕЕК не спостерігається. Проте, взаємодія локалізованих і поширюються поверхневих плазмонних мод призводить до зміни дисперсионной характеристики ППП і, як наслідок, до зміни сигналу при ЕЕК [20] (рис. 8 с).

    Більшість описаних вище періодичних структур виготовлялися методами електронно-променевої літографії і подальшого травлення. Але існують і інші способи виготовлення плазмонних кристалів. Наприклад, автори [21] виготовили двовимірну плазмонів структуру шляхом напилення З або N1 на поверхню колоїдного кристала з поліметилметакрилату (ПММА) (рис. 8 е). Ними встановлено, що існують резонансні особливості в спектрах керровской обертання. Вони пов'язані з порушенням ППП і резонансами, відповідними багаторазовому відбиттю і інтерференції світла від підкладки з колоїдного кристала і наноструктурованих плівки.

    Двовимірні плазмонів кристали на основі перфорованої плівки з кобальту розглядалися в [22] (рис. 8 е). Були досліджені різні сітки з діаметром отворів в діапазоні від 220 до 330 нм, в той час як відстань між отворами підтримувалося постійним і дорівнював 470 нм. Продемонстровано, що двовимірна гексагональная система субволнових отворів впливає не тільки на МО ефект Керра, але також і на магнітні властивості структури. Це виражається в збільшенні коерцитивності поля в площині намагніченості при збільшенні діаметра отворів і появі компоненти намагніченості, що лежить поза площиною плівки.

    На рис. 8 1 наведеному в [23] представлений плазмонний кристал з нікелю на золотій основі, виготовлений з використанням моношару полістирольних сфер діаметром 320, 457 і 780 нм, розташованих на підкладці, як шаблон. Структурований шар нікелю наносився на підкладку методом електрохімічного осадження. Автори повідомили про збільшення полярного і екваторіального ефектів Керра при порушенні в нікелі ППП. Однак було показано, що невпорядкованості в структурі зменшує величину цих ефектів.

    2.2. Каскадні структури магнітоплазмонних кристалів

    В роботі [24] було показано, що тришарова система, яка містить дві субволновие срібні решітки (рис. 9) загальною товщиною 100 нм, розділені діелектричним шаром з фоторезиста 8И-8, дозволяє збільшити коефіцієнт пропускання в порівнянні з однієї дифракційної гратами товщиною 50 нм,

    володіє ефектом екстраординарного пропускання. Максимальна пропускання такої каскадної металевої структури, яке залежить від відстані між двома металевими плівками (2,2; 2,9; 3,2; 4,5 і 5,4 мкм), може бути більш ніж на 400% більше, ніж у відповідній одиночної металевої структури.

    зліва - схематичний вид процесу виготовлення структури; праворуч - РЕМ зображення поперечного перерізу структури

    Мал. 9. Каскадна металева структура [24]

    У зв'язку з цим можна сподіватися, що МО ефекти можуть бути ще більш помітні в каскадних металевих структурах, що містять два перфорованих металевих шару, розділених магнітним шаром.

    Переваги таких структур для оптичних застосувань були показані в [25-27]. Додавання другої металевої решітки на нижню поверхню магнітного шару змінює умови поширення мод в діелектричному шарі, що дозволяє додатково збільшити ефективність МО взаємодії і подальше зменшення групової швидкості в точці резонансу. На рис. 10 а показані спектри пропускання і фарадеевского обертання однієї з можливих каскадних структур. Обидва піку точно збігаються, забезпечуючи 17-кратне збільшення ефекту Фарадея і 43% пропускання на довжині хвилі X = 884 нм. Залежно від товщини магнітної плівки (див. Рис. 10 Ь) показують, що негативні піки кута фарадеевского обертання виникають при нехтує малій пропущенні, а позитивні максимуми, очевидно, не корелюють з будь-якими ознаками спектрів пропускання. Геометричні параметри обох металевих решіток однакові: ширина смуги й = 832 нм, ширина проміжку г = 301 нм, товщина смуг золота 194 нм. Як і в разі бішару метал / діелектрик, положення позитивних максимумів кута фарадеевского обертання визначається резонансами ТЕ-мод діелектричної плівки і може визначатися її товщиною. Резонанси пропускання в основному залежать від параметрів металевих решіток. Оскільки в каскадних системах є дві незалежні решітки, управління

    становищем піків пропускання полегшується. 0.50.40.310.2- '

    0 10.0

    12 10 А б 4 2 0 -2 '-4 -6 -а -ю

    700 750 800 650 900 950 1000

    (А) (пт)

    1 ": а. , 1 1 1 | 1 *? 1 *

    \ I \ Л

    ЕЯ а -о

    суцільна лінія - оптичне пропускання, пунктирна - фарадеевского обертання

    Мал. 10. Залежності коефіцієнта пропускання і кута фарадеевского обертання каскадної метал / діелектричної плівки: а - від довжини хвилі X (кт = 832 нм), б - від товщини магнітного шару Нш (X = 884 нм) [25]

    В роботі [26] запропоновано каскадні структури, близькі за параметрами, розглянутих вище. На рис. 11 представлена ​​тришарова каскадний гетероструктура, що містить дві дифракційні решітки (Аі), і магнітний шар (ВкУЮ) і приведені спектри пропускання і кута Фарадея для цієї структури. В [27] показано спектри керровской обертання для цієї ж структури (рис. 12).

    а - схема гетероструктури; б - спектри пропускання і кута Фарадея при наступних параметрах структури: й = 832 нм, г = 362 нм, kgг = 194 нм, к = 832 нм

    Мал. 11. гетероструктур, що містить дві дифракційні грати (Аі) і магнітний шар (ВкУЮ) [26]

    Вертикальні лінії - товщини збудження мод (параметри структури: й = 832 нм, г = 362 нм, kgг = 194 нм, к = 832 нм)

    Мал. 12. Відображення і кут Керра в залежності від товщини намагніченого шару при нормальному падінні хвилі [27]

    2.3. Двовимірний магнітоплазмонний кристал

    В [28, 29] розглянуті МО ефекти в двовимірних МПК. Схематичне зображення такого кристала показано на рис. 13. Металева пластина (верхній шар) періодично перфорована квадратними отворами. Квадратні отвори становлять грати періоду й. Розмір кожного отвору дорівнює р діелектричних шар (нижній шар) товщиною кт намагнічений в полярній геометрії (уздовж осі 2). Світло з хвильовим вектором до падає нормально до поверхні структури.

    Мал. 13. Двовимірний магнітоплазмонний кристал [28]

    МПК складається з однорідної плівки ВкУЮ товщиною 118 нм і перфорованої Аі плівки товщиною 68 нм на її поверхні; період решітки й = 750 нм, розмір отвору г = 395 нм.

    Спектри оптичного пропускання, фарадеевского і керровской обертання в даній системі наведені на рис. 14 [29]. Ефекти Фарадея і Керра описуються кутами повороту поляризації Ф? і Фк і параметрами еліптичності поляризації [30] 0 б і 0к, відповідно.

    Спектр пропускання подвійного шару Аі / ВкУЮ має кілька резонансних піків, які пов'язані з поверхневими хвилями в плівках. У той же час в оточенні деяких піків виявлено виражене посилення ефекту Фарадея, а саме, при Хтах = 967 нм, приблизно, в 5-10 разів у порівнянні з одиночним магнітним шаром. Так, з малюнка 14 а видно, що коли коефіцієнт пропускання досягає приблизно 35%, кут фарадеевского обертання досягає 0,78 °.

    Оптичні і МО спектри, представлені на рис. 14, отримані для магнітної плівки товщиною кт = 118 нм. При зміні товщини плівки все спектри істотно змінюються. Позитивні і негативні резонанси в спектрі фарадеевского обертання також спостерігаються в плівках з іншими товщинами, але всі вони відповідають меншому посилення. При будь-якій іншій довжині хвилі падаючого світла форма резонансної залежності від товщини буде змінюватися. Подібно одновимірним плазмонів кристалів резонанси в спектрах пропускання і фарадеевского обертання в повному обсязі корелюють, і їх збіг проявляється тільки у вузькому інтервалі значень товщини плівки.

    а - спектри оптичного пропускання (суцільна лінія), фарадеевского обертання (пунктирна лінія); Ь - фарадеевского обертання (суцільна лінія), параметра

    еліптичності поляризації (пунктирна лінія); з - керровской обертання (суцільна лінія), параметра еліптичності поляризації (пунктирна лінія)

    Мал. 14. Оптичні і магнітооптичні спектри двовимірного магнітоплазмонного

    кристала [29]

    В роботі [31] теоретично розглянуто явище посилення інтенсивності електромагнітного поля в ближній зоні дифракційних структур з двовимірної періодичністю, що складаються з діелектричної дифракційної решітки і волноводного шару (рис. 15). Автори пропонують використовувати цю структуру для посилення зворотного ефекту Фарадея. МО зворотний ефект Фарадея має місце, коли світло з круговою поляризацією, що падає на кристал, індукує магнітний момент М. Якщо середовище висвітлюється поляризованим світлом, величину зворотного ефекту Фарадея (тобто величину індукованого магнітного моменту) можна записати у вигляді

    М = ху (1а - Ть) / 2пс,

    (2)

    де X - довжина хвилі світла; V- постійна Верде середовища; / Я і / ь - інтенсивності компонент падаючого світла, що мають праву і ліву кругову поляризацію, відповідно.

    У разі, коли падаюча хвиля має еліптичну (і, зокрема, кругову) поляризацію, інтенсивності та / ь не рівні і в середовищі виникає магнітний момент, що приводить до її намагничиванию.

    Крім того, з виразу для індукованого магнітного моменту також випливає, що величина зворотного ефекту Фарадея залежить від постійної Верде. Для парамагнитной середовища вона може бути обчислена за допомогою виразів

    де х - характеризує величину звичайного (прямого) ефекту Фарадея; п - показник заломлення; g - гіротропії середовища, Н - напруженість зовнішнього магнітного поля.

    Таким чином, для отримання великого за величиною зворотного ефекту Фарадея необхідно використовувати матеріали, постійні Верде яких мають великі значення, або домогтися максимально можливого посилення величини М.

    Мал. 15. Геометрія дифракційних структур з двовимірної періодичністю, що складаються з діелектричної дифракційної решітки і волноводного шару

    При певних умовах, які забезпечуються вибором геометричних і фізичних параметрів структури, в ній можуть збуджуватися квазіволноводние моди, близькі за структурою поля до модам плоскопараллельного хвилеводу.

    Для моделювання дифракції світла і побудови розподілів електромагнітного поля в періодичних дифракційних структурах необхідне використання спеціальних чисельних методів розв'язання рівнянь Максвелла. Результати чисельного моделювання дифракції в структурі (рис. 15) в роботі [31] отримані за допомогою методу Фур'є-мод.

    При чисельному моделюванні передбачалося, що на структуру падає нормально світло з круговою поляризацією і довжиною хвилі 441,6 нм. Для моделювання обрано такі значення діелектричної проникності шарів структури:? Шрет = 1,69 (для простору над структурою),% =? 1 = 4,41 (для

    V = (4л2х) / ПХ, X = g / 4лH ,

    (3)

    (4)

    діелектричної дифракційної решітки і волноводного шару),? ш = 2,56 (для підкладки). Період дифракційної решітки був обраний рівним 660 нм. Решта геометричні параметри структури знайдені за допомогою оптимізаційної процедури з умови мінімізації критерію, що представляє відміну розрахункової інтенсивності електричного поля від теоретичної оцінки інтенсивності при номері дифракційного порядку n = 3. Параметри структури: розмір отвору w = 413 нм, товщина діелектричної дифракційної решітки hgr = 153 нм , товщина волноводного шару hi = 963 нм. При зазначених параметрах в структурі порушуються квазіволноводние моди TE-типу. Отвір решітки знаходиться в середині періоду.

    Показано, що зворотний ефект Фарадея в таких структурах локально посилюється на порядок в областях з характерними розмірами порядку 100 нм при довжині хвилі падаючого випромінювання 441,6 нм. При цьому інтенсивність електричного поля також локально посилюється і максимуми інтенсивності електричного поля збігаються з максимумами індукованого магнітного поля. Величина зворотного ефекту Фарадея в дифракційної структурі більш ніж в 40 разів перевищує відповідну величину для однорідного шару.

    Посилення зворотного ефекту Фарадея і інтенсивності електричного поля призводить до посилення взаємодії світла з речовиною, таким чином, можливо локальне перемагничивание речовини при освітленні розглянутих структур світлом з круговою поляризацією. Останній факт важливий для потенційних застосувань досліджуваного ефекту в пристроях швидкої магнітного запису інформації з високою щільністю. Потенційні застосування розглянутих структур також включають пристрої контролю інтенсивності електромагнітного поля і, зокрема, оптичний транзистор.

    Дослідження виконані за фінансової підтримки Міністерства освіти і науки Російської Федерації по базової частини державного завдання (проект № 3.7126.2017 / 8.9).

    Список літератури

    1. Sarychev A. K., Shaiaev V. M. Electrodynamics of metamateriais. Singapore: World Scientific Co, 2007. 260 p.

    2. One-dimensional magnetophotonic crystals / M. Inoue, K. Arai, T. Fujii, M. Abe // J. Appl. Phys. 1999. Vol. 85. Iss. 8. P. 5768-5770.

    3. Flat-top response in one-dimensional magnetic photonic bandgap structures with Faraday rotation enhancement / M. Levy, H. C. Yang, M. J. Steel, J. Fujita // J. Lightwave Technol. 2001. Vol. 19. Iss. 12. P. 1964-1969.

    4. Zvezdin A. K., Belotelov V. I. Magnetooptical properties of two dimensional photonic crystals // Eur. Phys. J. 2004. Vol. B37. Iss. 4. P. 479-487.

    5. Ritchie R. H. Plasma losses by fast electrons in thin films // Phys. Rev. 1957. Vol. 106. Iss. 5. P. 874 881.

    6. Stern E. A., Ferrell R. A. Surface plasma oscillations of a degenerate electron gas // Phys. Rev. 1960. Vol. 120. Iss. 1. P. 130-136.

    7. Hybrid structures of magnetic semiconductors and plasmonic crystals: a novel concept for magneto-optical devices / I. A. Akimov, V. I. Belotelov, A. V. Scherbakov [et al.] // J. Opt. Soc. Am. B. 2012. Vol. 29. Iss. 2. P. A103-A118.

    8. Belotelov V. I., Kalish A. N., Zvezdin A. K. Magneto-optics of plasmonic crystals // Magnetophotonics: From theory to applications / M. Inoue, M. Levy, A.V. Baryshev (eds.). Springer, 2013. P. 51-106.

    9. Kretschmann E., Raether H. Radiative decay of non radiative surface plasmons excited by light // Z. Naturforsch. A. 1968. Vol. 23. Iss. 12. P. 2135-2136.

    10. Kretschmann E. Die Bestimmung optischer Konstanten von Metallen durch Anregung von Oberflachenplasmaschwingungen // Z. Phys. 1971. Vol. 241. Iss. 4. P. 313-324.

    11. Otto A. Excitation of surface plasma waves in silver by the method of frustrated total reflection // Z. Phys. A. 1968. Vol. 216. Iss. 4. P. 398-410.

    12. Influence of surface plasmons on the Faraday effect in bismuth-substituted yttrium iron garnet films / J. Bremer, V. Vaicikauskas, F. Hansteen, O. Hunderi // J. Appl. Phys. 2001. Vol. 89. No. 11. P. 61776182.

    13. Highly sensitive sensors based on magneto-optical surface plasmon resonance in Ag / Ce: YIG heterostructures / Jun Qin, Longjiang Deng, Jianliang Xie et al. // AIP Advances. 2015. Vol. 5. 017118.

    14. Magneto-optical sandwiches for surface plasmon resonance systems / J. Pistora, J. Vlcek, M. Lesnak, M. Cada // Int. J. Microwave Opt. Technol. 2014. Vol. 9. No. 1. P. 101-105.

    15. Plasmon-mediated magneto-optical transparency / V. I. Belotelov, L. E. Kreilkamp, ​​I. A. Akimov et al. // Nat. Commun. 2013. Vol. 4. 2128.

    16. Extraordinary magnetooptics in plasmonic crystals [Електронний ресурс] / V. I. Belotelov, I. A. Akimov, M. Pohl et al. Режим доступу: https://arxiv.org/ftp/arxiv/papers/1011/1011.2320.pdf (дата звернення: 13.02.2017).

    17. Магнітоплазмонние кристали: резонансні лінійні і нелінійні магнитооптические ефекти / А. Л. Чехов, П. Н. Найдьонов, О. В. Голікова і ін. // Фізика твердого тіла. 2016. Т. 58. Вип. 11. C. 2171-2175.

    18. Surface-plasmon-induced enhancement of magneto-optical Kerr effect in all-nickel subwavelength nanogratings / A. A. Grunin A. G. Zhdanov, A. A. Ezhov et al. // Appl. Phys. Lett. 2010. Vol. 97. Iss. 26. 261908.

    19. Magnetic-field modulation of surface plasmon polaritons on gratings / C. Clavero, K. Yang, J. R. Skuza, R. A. Lukaszew // Opt. Lett. 2010. Vol. 35. Iss. 10. P. 1557-1559.

    20. Localized surface plasmon resonance effects on the magneto-optical activity of continuous Au / Co / Au trilayers / G. Armelles, J. B. Gonzalez-Diaz, A. Garcia-Martin et al. // Optics Express. 2008. Vol. 16. Iss. 20. P. 16104-16120.

    21. Optical and magneto-optical resonances in nanocorrugated ferromagnetic films / M. V. Sapozhnikov, S. A. Gusev, B. B. Troitskii, L. V. Khokhlova // Opt. Lett. 2011. Vol. 36. No 21. P. 4197-4199.

    22. Optical and magnetic properties of hexagonal arrays of subwavelength holes in optically thin cobalt films / G. Ctistis, E. Papaioannou, P. Patoka et al. // Nano Lett. 2009. Vol. 9. Iss. 1. P. 1-6.

    23. Tunable magneto-photonic response of nickel nanostructures / J. F. Torrado, J. B. Gonzalez-Diaz, G. Armelles et al. // Appl. Phys. Lett. 2011. Vol. 99. Iss. 19. 193109.

    24. Ye Y.-H., Zhang J.-Y. Enhanced light transmission through cascaded metal films perforated with periodic hole arrays // Opt. Lett. 2005. Vol. 30. Iss. 12. P. 1521-1523.

    25. Faraday effect enhancement in metal-dielectric plasmonic systems / V. I. Belotelov, L. L. Doskolovich, V. A. Kotov et al. // Proc. SPIE. 2007. Vol. 6581. 65810S1.

    26. Сойфер В. А., Котляр В. В., Досколовіч Л Л. Дифракційні оптичні елементи в пристроях нанофотоніки // Комп'ютерна оптика. 2009. T. 33. № 4. C. 352-368.

    27. Резонансні магнитооптические ефекти в дифракційних решітках з намагніченим шаром / Л. Л. Досколовіч, E. A. Безус, Д. А. Биков та ін. // Комп'ютерна оптика. 2007. Т. 31. № 1. C. 4-8.

    28. Belotelov V. I., Doskolovich L. L., Zvezdin A. K. Extraordinary magneto-optical effects and transmission through metal-dielectric plasmonic systems // Phys. Rev. Lett. 2007. Vol. 98. No. 7. 077401.

    29. Magnetooptical properties of perforated metallic films / V. I. Belotelov, L. L. Doskolovich, V. A. Kotov, A. K. Zvezdin // J. Magn. Magn. Mater. 2007. Vol. 310. Iss. 2, pt 3. P. e843-e845.

    30. Zvezdin A. K., Kotov V. A. Modern magnetooptics and magnetooptical materials. CRC Press, 1997. 404 p.

    31. Посилення зворотного ефекту Фарадея в діелектричних дифракційних решітках з хвилеводним шаром / Е. А. Безус, В. І. білотіла, Л. Л. Досколовіч, А. К. Звездин // Комп'ютерна оптика. 2011. Т. 35. № 4. С. 432-437.

    MAGNETOPLASMONIC STRUCTURES (REVIEW). PART 1

    Basiladze G. D., Berzhansky V. N., Nedviga A. S. *, Shaposhnikov A. N.

    Physics and Technology Institute, V. I. Vernadsky Crimean Federal University, Simferopol 295007, Russia

    * E-mail: nedviga @ list.ru

    The paper presents a promising class of nanostructures with combined magnetic and plasmonic functional capabilities - magnetoplasmonic nanostructures. The realization of such nanostructures is carried out using magnetic layers of ferromagnetic metals or magnetodielectrics. The magnetic activity of nanostructures allows to govern their plasmonic properties by means of an external magnetic field, changing the spectral position of the resonance, which makes it possible to create active plasmonic devices for optical signal control systems and magneto-optical sensors.

    Keywords: plasmon resonance, magnetoplasmonics, garnet film, magnetophotonic crystal, plasmonic nanostructure.

    References

    1. A. K. Sarychev, V. M. Shalaev, Electrodynamics of metamaterials (World Scientific Publishing Co. Pte. Ltd., 2007).

    2. M. Inoue, K. Arai, T. Fujii, M. Abe, J. Appl. Phys. 85, Issue 8, 5768-5770 (1999).

    3. M. Levy, H. C. Yang, M. J. Steel, J. Fujita, J. Lightwave Technol. 19, Issue 12, 1964-1969 (2001).

    4. A. K. Zvezdin, V. I. Belotelov, Eur. Phys. J. B37, Issue 4, 479-487 (2004).

    5. R. H. Ritchie, Phys. Rev. 106, Issue 5, 874-881 (1957).

    6. E. A. Stern, R. A. Ferrell, Phys. Rev. 120, Issue 1, 130-136 (1960).

    7. I. A. Akimov, V. I. Belotelov, A. V. Scherbakov, M. Pohl, A. N. Kalish, A. S. Salasyuk, M. Bombeck,

    C. Bruggemann, A. V. Akimov, R. I. Dzhioev, V. L. Korenev, Yu. G. Kusrayev, V. F. Sapega, V. A. Kotov,

    D. R. Yakovlev, A. K. Zvezdin, M. Bayer, J. Opt. Soc. Am. B. 29, Issue 2, A103-A118 (2012).

    8. VI Belotelov, AN Kalish, AK Zvezdin, "Magneto-optics of plasmonic crystals" in Magnetophotonics: From theory to applications, M. Inoue, M. Levy, AV Baryshev (eds.), (Springer, 2013) P. 51 -106.

    9. E. Kretschmann, H. Raether, Z. Naturforsch. A. 23, Issue 12, 2135-2136 (1968).

    10. E. Kretschmann, Z. Phys. 241, Issue 4, 313-324 (1971).

    11. A. Otto, Z. Phys. A, 216, Issue 4, 398-410 (1968).

    12. J. Bremer, V. Vaicikauskas, F. Hansteen, O. Hunderi, J. Appl. Phys. 89, No 11, 6177-6182 (2001).

    13. J. Qin, L. Deng, J. Xie, T. Tang, L. Bi, AIPAdvances, 5, 0171182015.

    14. J. Pistora, J. Vlcek, M. Lesnak, M. Cada, Int. J. Microwave Opt. Technol. 9, No 1, 101-105 (2014 року).

    15. VI Belotelov, LE Kreilkamp, ​​IA Akimov, AN Kalish, DA Bykov, S. Kasture, VJ Yallapragada, Achanta Venu Gopal, AM Grishin, SI Khartsev, M. Nur-E-Alam, M. Vasiliev, LL Doskolovich, DR Yakovlev, K. Alameh, AK Zvezdin, M. Bayer, Nat. Commun. 4, 2128 (2013).

    16. VI Belotelov, IA Akimov, M. Pohl, VA Kotov, S. Kasture, AS Vengurlekar, AV Gopal, D. Yakovlev, AK Zvezdin, M. Bayer, Available: https://arxiv.org/ftp/arxiv/ papers / 1011 / 1011.2320.pdf.

    17. A. L. Chekhov, P. N. Naydenov, O. V. Golikova, A. V. Bespalov, A. I. Stognij, T. V. Murzina, Fiz. Tverd. Tela 58, Issue 11, 2171-2175 (2016) [in Russian] [Phys. Solid State 58, Issue 11, 2251-2255 (2016)].

    18. A. A. Grunin A. G. Zhdanov, A. A. Ezhov, E. A. Ganshina, A. A. Fedyanin, Appl. Phys. Lett. 97, Issue 26, 261 908 (2010).

    19. C. Clavero, K. Yang, J. R. Skuza, R. A. Lukaszew, Opt. Lett. 35, Issue 10, 1557-1559 (2010).

    20. G. Armelles, JB Gonzalez-Diaz, A. Garcia-Martin, JM Garcia-Martin, A. Cebollada, MU Gonzalez, S. Acimovic, J. Cesario, R. Quidant, G. Badenes, Optics Express 16, Issue 20, 16104-16120 (2008).

    21. M. V. Sapozhnikov, S. A. Gusev, B. B. Troitskii, L. V. Khokhlova, Opt. Lett. 36, No 21, 4197-4199 (2011).

    22. Optical and magnetic properties of hexagonal arrays of subwavelength holes in optically thin cobalt films / G. Ctistis, E. Papaioannou, P. Patoka, J. Gutek, P. Fumagalli, M. Giersig, Nano Lett. 9, Issue 1, 16 (2009).

    23. J. F. Torrado, J. B. Gonzalez-Diaz, G. Armelles, A. Garcia-Martin, A. Altube, M. Lopez-Garcia, J. F. Galisteo-Lopez, A. Blanco, C. Lopez, Appl. Phys. Lett. 99, Issue 19, 193 109 (2011).

    24. Ye Y.-H., Zhang J.-Y., Opt. Lett. 30, Issue 12, 1521-1523 (2005).

    25. V. I. Belotelov, L. L. Doskolovich, V. A. Kotov, E. A. Bezus, D. A. Bykov, A. K. Zvezdin, Proc. SPIE 6581, 65810S1 (2007).

    26. V. A. Soifer, V. V. Kotlyar, L. L. Doskolovich, Komp'yuternaya optika [Computer Optics] 33, No 4, 352368 (2009) [in Russian].

    27. L. L. Doskolovich, E. A. Bezus, D. A. Bykov, V. I. Belotelov, A. K. Zvezdin, Komp'yuternaya optika [Computer Optics] 31, No 1, 4-8 (2007) [in Russian].

    28. V. I. Belotelov, L. L. Doskolovich, A. K. Zvezdin, Phys. Rev. Lett. 98, No 7, 077401 (2007).

    29. V. I. Belotelov, L. L. Doskolovich, V. A. Kotov, A. K. Zvezdin, J. Magn. Magn. Mater. 310, Issue 2, pt 3, e843-e845 (2007).

    30. A. K. Zvezdin, V A. Kotov. Modern magnetooptics and magnetooptical materials (CRC Press, 1997).

    31. E. A. Bezus, V. I. Belotelov, L. L. Doskolovich, A. K. Zvezdin, Komp'yuternaya optika [Computer Optics] 35, No 4, 432-437 (2011) [in Russian].

    Надійшла до редакції 10.11.2017 р Прийнята до публікації 22.12.2018 р.

    Received November 11, 2017. Accepted for publication December 22 2017


    Ключові слова: плазмонного резонансу /МАГНІТОПЛАЗМОНІКА /ПЛІВКА ГРАНАТА /МАГНІТОФОТОННИЙ КРИСТАЛ /плазмонів наноструктур /PLASMON RESONANCE /MAGNETOPLASMONICS /GARNET FILM /MAGNETOPHOTONIC CRYSTAL /PLASMONIC NANOSTRUCTURE

    Завантажити оригінал статті:

    Завантажити