СПОСОБ УСИЛИНЕНИЯ МАГНИТООПТИЧЕСКОГО ЭФФЕКТА КЕРРА С ПОМОЩЬЮ ФОТОННОКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ СТРУКТУР
METHOD OF AMPLIFYING MAGNETO-OPTIC KERR EFFECT USING PHOTONIC CRYSTAL STRUCTURES

Изобретение относится к области магнитофотоники и нанотехнологии, а более конкретно - к способам усиления магнитооптических эффектов.
Свойства и способы применения магнитофотонных материалов изучаются и разрабатываются в течение многих десятилетий (см., например, А.Б.Грановский, Е.А.Ганьшина, А.Н.Юрасов, Ю.В.Борискина, С.Г.Ерохин, А.Б.Ханикаев, М.Иное, А.П.Виноградов и Ю.П.Сухоруков. Магниторефрактивный эффект в наноструктурах, манганитах и магнитофотонных кристаллах. Радиотехника и электроника 52, 1152 (2007)) [1]. Магнитофотонные материалы используются при создании оптоэлектронных устройств, управляемых магнитным полем, систем связи и вычислительной техники. Отдельно следует отметить перспективы применения инвертированных опалов на основе металлов и сплавов в магнитоплазмонике, в частности при создании плазменных цепей.
Магнитооптические эффекты, заключающиеся в повороте плоскости поляризации луча света, проходящего через прозрачную среду в магнитном поле (эффект Фарадея) или отраженного от намагниченной среды (эффект Керра), в связи с малыми значениями углов поворота плоскости поляризации долгое время имели значение лишь в чисто физическом аспекте, но за последние десятилетия нашли целый ряд важных практических применений. В настоящее время основной интерес к магнитооптическим эффектам обусловлен их применением в физике, оптике и электронике.
Особенностью магнитооптических эффектов является невзаимность, т.е. нарушение принципа обратимости светового пучка.
Изменение направления светового пучка на обратное приводит к такому же углу поворота плоскости поляризации и в ту же сторону, как на пути "вперед". Поэтому при многократном прохождении пучка через магнитную среду эффект накапливается. Многократное отражение света в среде становится возможно при наличии в материале пространственной модуляции диэлектрической проницаемости. Такие материалы (в последнее время широко известные как фотонные кристаллы) обладают набором фотонных запрещенных зон, которые возникают вследствие многократного брэгговского отражения электромагнитных волн на периодическом возмущении профиля диэлектрической проницаемости и могут быть использованы для увеличения эффективности взаимодействия света со средой. В связи с этим магнитные инвертированные опалы в настоящее время представляют несомненный интерес, связанный с возможностью создания на их основе оптических устройств управляемых внешним магнитным полем.
р
2
l/2
Величина эффекта Керра определяется эффективностью взаимодействия света с намагниченным материалом. Ниже частоты плазменных колебаний (в системе СГС ω≈(4πne/m), где n -концентрация электронов проводимости, e - заряд, m - масса электрона) свет сильно отражается от проводника, но тем не менее проникает на глубину скин-слоя δ=с/(2πσµω)½ (σ - удельная проводимость), в пределах которого и происходит его взаимодействие с материалом. При этом в результате взаимодействия света со свободными носителями заряда на поверхности металла может возникнуть плазмон-поляритонная волна, представляющая собой взаимосвязанные колебания электронов и электромагнитного поля. Возникновение поверхностной плазмон-поляритонной волны приводит к усилению взаимодействия света с веществом. Чем эффективнее генерируется плазмон-поляритонная волна, тем сильнее должен проявляться эффект Керра.
Плазмон-поляритонная волна над и под поверхностью металла описывается, соответственно, уравнениями
<mrow><msubsup><mi>E</mi><mi>z</mi><mrow><mo stretchy="false">(</mo><mn>1</mn><mo stretchy="false">)</mo></mrow></msubsup><mrow><mo>(</mo><mrow><mi>x</mi><mo>,</mo><mi>z</mi></mrow><mo>)</mo></mrow><mo>=</mo><msub><mi>E</mi><mn>0</mn></msub><mi>exp</mi><mrow><mo>(</mo><mrow><mo>−</mo><msub><mi>α</mi><mn>1</mn></msub><mi>z</mi></mrow><mo>)</mo></mrow><mi>exp</mi><mrow><mo>(</mo><mrow><mi>i</mi><msub><mi>k</mi><mi>P</mi></msub><mi>x</mi></mrow><mo>)</mo></mrow><mo>,</mo><mtext> </mtext><mrow><mo>(</mo><mn>1</mn><mo>)</mo></mrow></mrow>
<mrow><msubsup><mi>E</mi><mi>z</mi><mrow><mo stretchy="false">(</mo><mn>2</mn><mo stretchy="false">)</mo></mrow></msubsup><mrow><mo>(</mo><mrow><mi>x</mi><mo>,</mo><mi>z</mi></mrow><mo>)</mo></mrow><mo>=</mo><msub><mi>E</mi><mn>0</mn></msub><mi>exp</mi><mrow><mo>(</mo><mrow><mo>−</mo><msub><mi>α</mi><mn>2</mn></msub><mi>z</mi></mrow><mo>)</mo></mrow><mi>exp</mi><mrow><mo>(</mo><mrow><mi>i</mi><msub><mi>k</mi><mi>P</mi></msub><mi>x</mi></mrow><mo>)</mo></mrow><mo>,</mo></mrow>
<mrow><msub><mi>k</mi><mi>P</mi></msub><mo>=</mo><mrow><mo>(</mo><mrow><mfrac><mi>ω</mi><mi>c</mi></mfrac></mrow><mo>)</mo></mrow><msqrt><mrow><mfrac><mrow><msub><mi>ε</mi><mn>1</mn></msub><msub><mi>ε</mi><mn>2</mn></msub></mrow><mrow><msub><mi>ε</mi><mn>1</mn></msub><mo>+</mo><msub><mi>ε</mi><mn>2</mn></msub></mrow></mfrac></mrow></msqrt></mrow>
<mrow><msub><mi>α</mi><mrow><mn>1,2</mn></mrow></msub><mo>=</mo><mrow><mo>(</mo><mrow><mfrac><mi>ω</mi><mi>c</mi></mfrac></mrow><mo>)</mo></mrow><msqrt><mrow><mfrac><mrow><msub><mi>ε</mi><mn>1</mn></msub><msup><mrow /><mn>2</mn></msup></mrow><mrow><msub><mi>ε</mi><mn>1</mn></msub><mo>+</mo><msub><mi>ε</mi><mn>2</mn></msub></mrow></mfrac></mrow></msqrt><mo>.</mo><mtext> </mtext><mrow><mo>(</mo><mn>2</mn><mo>)</mo></mrow></mrow>
,
P
1
2
2
P
P
P
P
Здесь k - волновое число плазмон-поляритонной волны, диэлектрическая проницаемость среды над металлом ε1>0 (в простейшем случае вакуума ε=1), внутри металла ε<0, |ε|. С ростом частоты диэлектрическая проницаемость металла ε убывает по модулю, что приводит к отклонению ω(k) для плазмон-поляритонной волны вниз от линейной зависимости. Однако прямое пересечение ветвей ω(k) для обычного света и ω(k) для плазмон-поляритонной волны отсутствует, и, соответственно, выполнение условия сохранения параллельной поверхности металла составляющей импульса света k·sinθ=k невозможно (θ - угол падения света). Однако, если металл имеет в направлении оси x периодическую структуру с периодом G=2π/d в обратном k -пространстве (d - период структуры в прямом пространстве), то волновые числа, различающиеся на величину G, будут физически эквивалентны и тогда становится возможной возбуждение поверхностной плазмон-поляритонной волны с волновым числом k, удовлетворяющим условию
<mrow><mi>k</mi><mo>⋅</mo><mi>s</mi><mi>i</mi><mi>n</mi><mi>θ</mi><mo>=</mo><msub><mi>k</mi><mi>P</mi></msub><mo>±</mo><mi>G</mi><mtext> </mtext><mrow><mo>(</mo><mn>3</mn><mo>)</mo></mrow></mrow>
P
(в более общем случае k·sinθ=k+mG, где m - любое целое число). Данное условие будет, в частности, выполнено на длине волны
<mrow><msub><mi>λ</mi><mrow><mi>W</mi><mi>o</mi><mi>o</mi><mi>d</mi></mrow></msub><mo>=</mo><mi>d</mi><mrow><mo>(</mo><mrow><msqrt><mrow><mfrac><mrow><msub><mi>ε</mi><mn>1</mn></msub><msub><mi>ε</mi><mn>2</mn></msub></mrow><mrow><msub><mi>ε</mi><mn>1</mn></msub><mo>+</mo><msub><mi>ε</mi><mn>2</mn></msub></mrow></mfrac></mrow></msqrt><mo>+</mo><mi>sin</mi><mi>θ</mi></mrow><mo>)</mo></mrow><mtext> </mtext><mrow><mo>(</mo><mn>4</mn><mo>)</mo></mrow></mrow>
Эффективная генерация поверхностной плазмон-поляритонной волны приводит в этом случае к падению интенсивности отраженного света, что вызывает появление минимума в спектре отражения, называемого особенностью Вуда.
Таким образом, имеется теоретическое обоснование того, что за счет создания периодически структурированной поверхности магнетика, в частности, магнитного инвертированного фотонного кристалла, можно ожидать усиления магнитооптического эффекта Керра.
В настоящее время уже известно несколько примеров использования фотонно-кристаллических сред для усиления взаимодействия света со средой, однако пока эти приложения ограничиваются использованием фотонных кристаллов в качестве преломляющей оптики, тогда как отражающая оптика на основе фотонных кристаллов практически не развита. Применяемые в настоящее время процедуры формирования фотонно-кристаллических отражающих поверхностей обладают недостаточной гибкостью, не дают возможности точного контроля морфологии поверхности или требуют применения литографических подходов, что предопределяет сложность применения фотонно-кристаллических структур в качестве оптических компонентов на отражение управляемых внешним полем.
В патенте США №7965436 [2] описано устройство, осуществляющее поворот плоскости поляризации света и способ его изготовления. Описанное устройство характеризуется тем, что:
- состоит из немагнитного диэлектрического волновода и магнитной оболочки вокруг него;
- немагнитный волновод является кремнийсодержащим фотонным кристаллом, полученным путем перфорирования методом литографии;
- толщина фотонного кристалла лежит в пределах от 50 до 400 нм, а перфорация имеет периодичную структуру вдоль оси волновода и имеет период от 200 до 800 нм, а каждое отверстие имеет диаметр от 50 до 100 нм;
- устройство длинной 2 мкм осуществляет круговой поворот плоскости поляризации волны, проходящей по волноводу на 45 градусов.
Данное решение было выбрано в качестве прототипа заявленного способа усиления магнитооптического эффекта Керра с помощью фотоннокристаллических структур. Однако данное изобретение не может быть применено для усиления взаимодействия света со средой при его отражении.
Настоящее изобретение направлено на решение технической задачи по разработке способа усиления эффективности взаимодействия света со средой при отражении, в частности усиления магнитооптического эффекта Керра при отражении от поверхностей магнитных материалов.
Техническим результатом изобретения является получение магнитофотонных материалов характеризующихся усилением меридианального магнитооптического эффекта Керра более чем в 5 раз.
Указанный технический результат достигается за счет формирования магнитного инвертированного фотонного кристалла. При этом такой кристалл получают путем структурирования магнитного материала на субмикронном уровне в результате электроосаждения металла в поры синтетического коллоидного кристалла с периодом структуры от 250 до 1900 нм с последующим удалением матрицы.
Важно отметить, что получаемый заявляемым способом магнитный инвертированный фотонный кристалл является пленкой, толщиной от 0,1 до 60 мкм.
Необходимо также указать, что получаемый данным способом магнитный инвертированный фотонный кристалл формируется из Ni, Со, Fe или сплавов, содержащих эти металлы.
Заявляемый способ обеспечивает степень заполнения пустот коллоидного кристалла материалом более 95%.
Указанный технический результат достигается также тем, что морфология поверхности магнитного фотонного кристалла определяется уровнем среза плотнейшей гранецентрированной кубической упаковки микросфер в плоскости <111> в пределах слоя коллоидного кристалла.
2
Заявляемый способ позволяет добиваться того, что неоднородность уровня среза внешнего слоя магнитного фотонного кристалла в пределах слоя не превышает 10% периода структуры на площади 1 см.
В предпочтительном варианте реализации заявляемого способа уровень среза структуры инвертированного фотонного кристалла контролируется с помощью спектроскопии отражения в ходе осаждения металла.
Указанный технический результат достигается также тем, что положение максимумов отражения в спектрах магнитного инвертированного фотонного кристалла в интервале 300-2000 нм определяется морфологией поверхности внешнего слоя магнитного фотонного кристалла и линейно увеличивается с увеличением уровня среза плотнейшей гранецентрированной кубической упаковки микросфер в пределах слоя <111> коллоидного кристалла.
Сформированные заявляемым способом магнитные фотонные кристаллы с уровнем среза равным половине периода структуры обеспечивают усиление экваториального магнитооптического эффекта Керра более чем в 5 раз.
Следует отметить, что использование заявляемого способа усиления магнитооптического эффекта Керра с помощью фотоннокристаллических структур дает возможность достаточно легко создавать отражающую оптику, обладающую усиленным вращением плоскости поляризации под действием внешнего магнитного поля. Способ предполагает создание периодически структурированной поверхности магнетика, а именно - формированием магнитного инвертированного фотонного кристалла темплатным методом - путем заполнения пустот коллоидного кристалла магнитным веществом с помощью электрохимического осаждения со спектрометрическим контролем.
Далее существо изобретения поясняется с привлечением графических материалов.
На Фиг.1 представлена схема возникновения магнитооптического эффекта Керра для структурированной поверхности магнитного инвертированного опала в экваториальной геометрии с возбуждением локализованных и делокализованных поверхностных плазмонов.
На Фиг.2 представлены спектры отражения, полученные в ходе осаждения никеля в поры синтетического опала и микрофотографии пленок никелевых инвертированных опалов.
На Фиг.3 представлены микрофотографии пленок никелевого инвертированного опала и соответствующие спектральные зависимости величины экваториального магнитооптического эффекта Керра (линия-цепочка) и спектры отражения (сплошная линия) пленок фотонного кристалла с различным уровнем среза t:
(а)t=0,1, (b)t=0.6, (с)t=0.9.
Угол падения θ=60°, азимутальный угол ψ=0°. Для сравнения приведены спектральные зависимости величины экваториального магнитооптического эффекта Керра неструктурированной пленки никеля (черная пунктирная линия).
На Фиг.4 представлены спектры отражения и спектральные зависимости величины экваториального магнитооптического эффекта Керра пленок никелевого инвертированного опала под углом падения θ=50° и азимутального угла ψ=0° и ψ=30°. Стрелками показаны условия возбуждения делокализованных плазмонов.
На Фиг.5 представлены спектры отражения и спектральные зависимости величины экваториального магнитооптического эффекта Керра пленки никелевого инвертированного опала с уровнем среза t=0,6 для углов падения θ=45° и различных азимутальных углов ψ=0°…30° с шагом 5°.
Предлагаемый способ осуществляют следующим образом.
Синтетический коллоидный кристалл синтезируют методом вертикального осаждения полистирольных микросфер или микросфер диоксида кремния (диаметром от 200 до 1900 нм, распределение по размеру не более 10%) при приложении потенциала на кремниевую подложку (100) с напыленным слоем золота толщиной 200 нм. Пленки образцов магнитных инвертированных опалов формируют методом электроосаждения в поры синтетического коллоидного кристалла. Электроосаждение проводят при комнатной температуре трехэлектродной ячейке в потенциостатическом режиме из нейтральных электролитов содержащих соответствующий элемент. Для улучшения смачивания микросфер полистирола в случае электрохимического осаждения в пустоты полистирольных коллоидных кристаллов в электролит добавляют этиловый спирт (до 30%). В качестве электрода сравнения используют насыщенный хлорсеребрянный (Ag/AgCl) электрод, соединенный с ячейкой капилляром Луггина. Рост инвертированного магнитного фотонного кристалла происходит
послойно, а положение фронта роста контролируется с помощью спектроскопии отражения в ходе осаждения металла. Для этого при проведении электрохимического осаждения осуществляют съемку спектров отражения материала при угле падения света на образец от 0 до 45°. На спектрах отражения наблюдают изменяющуюся в ходе осаждения интерференционную картину (Фиг.2), которую используют для определения уровня среза плотнейшей гранецентрированной кубической упаковки микросфер в плоскости <111> в пределах слоя инвертированного фотонного кристалла. По уширению интерференционных полос определяют неоднородность уровня среза внешнего слоя магнитного инвертированного фотонного кристалла на облучаемой площади.
По достижении необходимой толщины магнитного инвертированного фотонного кристалла осаждение прекращают, а микросферы растворяют в гептане или толуоле (в случае полистирольного коллоидного кристалла) или слабом растворе щелочи (в случае коллоидного кристалла диоксида кремния).
Поскольку глубина проникновения света в металлических инвертированных опалах составляет один-два слоя, оптические свойства таких структур кардинально отличаются от свойств инвертированных опалов из оптически прозрачных материалов. На поверхности периодических металлических структур возбуждаются поверхностные (Брэгговские) плазмон-поляритоны и локализованные (Ми) плазмоны (Фиг.1). Поверхностные плазмон-поляритоны представляют собой колебания электронного газа в окрестности поверхности металла, проникающие вглубь металла на расстояния порядка скин-слоя, а Ми-плазмоны возбуждаются в сферических пустотах в металле. При этом в зависимости от морфологии внешней поверхности наиболее эффективно возбуждается тот или иной тип плазмонов. Так, на поверхности никелевого инвертированного опала с уровнем среза t=0.1 (t=d/2R, где d - глубина поры, R - радиус поры) должно происходить возбуждение только Брэгговских поверхностных плазмонов, при t=0.9 преобладающим типом плазмонов являются локализованные Ми-плазмоны, а при t=0.6 возбуждаются как поверхностные, так и Ми-плазмоны (Фиг.3, 4). Кроме того, для различных уровней среза характерно изменение энергетического положения мод Ми-плазмонов, тогда как положение Брэгговских плазмонов остается практически неизменным (Фиг.2).
Максимальное усиление магнитооптического эффекта Керра наблюдается для уровней среза внешнего слоя магнитного инвертированного фотонного кристалла t=0.5, при длинах волн падающего излучения соответствующих возбуждению Брэгговских плазмонов. Следует отметить, что спектральное положение этих мод зависит как от угла падения света на образец, так и от азимутального угла, что может быть использовано для подстройки полосы усиления магнитофотонного эффекта магнитными инвертированными фотонными кристаллами (Фиг.5). Магнитные фотонные кристаллы с уровнем среза равным половине периода структуры характеризуются усилением экваториального магнитооптического эффекта Керра более чем в 5 раз.
Далее приводится пример предпочтительного варианта реализации заявляемого способа с использованием никелевого инвертированного опала.
4
2
3
3
2
5
Пленки образцов никелевых инвертированных опалов были получены методом электроосаждения в поры синтетическое опала. Искусственный опал был синтезирован методом вертикального осаждения полистирольных микросфер (диаметр d=600 нм, распределение по размеру не более 10%) при приложении потенциала на кремниевую подложку (100) с напыленным слоем золота толщиной 200 нм. Электроосаждение проводилось при комнатной температурев трехэлектродной ячейке из электролита состава 0,6М NiSO+0,1М NiCl+0,3М НВО+3,5М CHOH в потенциостатическом режиме при потенциале -0,92 В. В качестве электрода сравнения использовался насыщенный хлорсеребрянный (Ag/AgCl) электрод соединенный с ячейкой капилляром Луггина. По достижении необходимой толщины магнитного инвертированного фотонного кристалла осаждение прекращали, а микросферы растворяли в толуоле.
m
-m
0
m
-m
0
Измерение магнитооптического эффекта Керра осуществлялось в экваториальной геометрии, т.е. изменение интенсивности и фазы отраженной волны от намагниченной среды происходило при векторе намагниченности, перпендикулярном плоскости падения и лежащим в плоскости образца, проводили в переменном насыщающем магнитном поле амплитудой В=1.5 кГс методом синхронного детектирования на области ~2 мм. Величину экваториального магнитооптического эффекта Керра определяли как относительное изменение коэффициента отражения при намагничивании, ТКЕ=(R-R)/2R, где R, R- коэффициенты отражения среды с противоположными направлениями намагниченности и R - коэффициент отражения в условиях отсутствия внешнего магнитного поля (остаточная намагниченность).
На Фиг.3 представлены оптические спектры отражения и спектры экваториального эффекта Керра для пленок фотонных кристаллов разной толщины и неструктурированной пленки никеля. Спектры отражения претерпевают значительные изменения в процессе электроосаждения, что связано с изменением энергетического положения мод как Брэгговских, так и Ми-плазмонов для различных уровней среза. Следует отметить, что на поверхности никелевого инвертированного опала с нормализованной толщиной t=0.1 (t=d/2R, где d - глубина поры, R - радиус поры) происходит возбуждение только
Брэгговских поверхностных плазмонов, при t=0.9 преобладающим типом плазмонов являются локализованные Ми-плазмоны, а при t=0.6 возбуждаются как поверхностные, так и Ми-плазмоны. Как видно из Фиг.3 для фотонных кристаллов наблюдается усиления эффекта Керра в связи с возбуждением смешанных плазмонов. Возбуждение локализованных плазмонов не ведет к серьезным изменениям в значениях экваториального магнитооптического эффекта Керра.
На Фиг.4 представлены спектры отражения и спектры величины экваториального магнитооптического эффекта Керра пленок никелевого инвертированного опала под углом падения θ=50° и азимутального угла ψ=0° и ψ=30°. Стрелки отражают условия возбуждения делокализованных плазмонов при азимутальных углах ψ=0° и ψ=30°. Спектр отражает увеличение эффекта Керра в области аномалии Вуда по сравнению с неструктурированной пленкой никеля.
Таким образом, предлагаемый способ позволяет осуществлять усиление меридианального магнитооптического эффекта Керра с помощью магнитофотонных материалов более чем в 5 раз.
Настоящее изобретение промышленно применимо и может быть использовано для создания оптоэлектронных устройств, управляемых магнитным полем.