Письма в ЖЭТФ, том 102, вып. 1, с. 50-55 © 2015г. 10 июля
Исследование магнитооптического отклика двумерных магнитных плазмонных структур на основе золотых нанодисков в слое
феррит-граната
И. А. Колмычек+1\ А. Н. Шайманов+, А. В. Барышев*х, Т. В. Мурзина+ + Физический факультет МГУ им. Ломоносова, 119991 Москва, Россия * Всероссийский научно-исследовательский институт автоматики им. Духова, 127055 Москва, Россия х Физико-технический институт им. Иоффе, 194021 С.-Петербург, Россия Поступила в редакцию 1 июня 2015 г.
Экспериментально исследованы резонансные оптические эффекты в упорядоченных планарных двумерных массивах золотых нанодисков, расположенных в диэлектрической магнитной пленке. Частотно-угловые спектры пропускания демонстрируют особенности, связанные с возбуждением локальных поверхностных плазмонов и решеточных плазмон-поляритонов в золотых наночастидах, а также волно-водных мод в слое магнитного диэлектрика. Для данных структур обнаружено резонансное усиление линейного интенсивностного магнитооптического эффекта в проходящем излучении, наблюдающееся в спектральной окрестности возбуждения решеточного плазмонного резонанса и волноводной моды в структуре.
БО!: 10.7868/80370274Х1513010Х
1. Современные технологии позволяют создавать функциональные наноструктуры различного дизайна, обладающие модифицированными или принципиально новыми оптическими и магнитооптическими свойствами, наличие которых невозможно для объемных материалов [1—3]. Наблюдение в одной структуре различных типов резонансных возбуждений, спектральным положением которых можно управлять с помощью внешнего магнитного поля, перспективно с точки зрения практического применения в устройствах нанофотоники и плазмоники на основе таких материалов. В ферромагнитных металлах плазмонный резонанс выражен слабо вследствие сильного поглощения в оптическом диапазоне. Поэтому перспективным для задач магнитоплазмони-ки является использование композитных структур, состоящих из благородного металла, обеспечивающего возбуждение высокодобротного плазмонного резонанса, и магнитного диэлектрика. Примерами таких структур являются наночастицы магнитное ядро-золотая оболочка [4] и массивы трехслойных нанодисков Аи/Со/Аи [5, 6].
Особый интерес вызывают магнитоплазмонные кристаллы (МПК), сочетающие в себе свойства пространственно-периодической структуры (фотонного кристалла), плазмонной и магнитооптической
^e-mail: irisha@shg.ru
сред. В течение последних нескольких лет появился ряд работ по изучению оптических и магнитооптических свойств МПК на основе пространственно-периодической одномерной структуры ферромагнитного металла или перфорированной пленки золота на поверхности магнитного диэлектрика (феррит-граната) [7-10]. В структурах второго типа наблюдалось возбуждение поверхностных плазмон-поляритонов на границах раздела золото/воздух и золото/ЖИГ, а также волноводных мод в диэлектрическом слое. Было показано, что спектральное положение плазмон-поляритонов, возбуждаемых на границе раздела с магнитным диэлектриком, зависит от намагниченности МПК. Это приводит к усилению магнитного контраста в геометрии экваториального эффекта Керра вплоть до величины 1.5% [И, 12].
Особенности оптического спектра пространственно-периодической структуры также определяются взаимодействием различных типов резонансных возбуждений [13-16]. В частности, волноводная мода может проявляться в спектре прохождения в виде как минимума, так и максимума в случае спектрального перекрытия волноводной моды и резонанса локальных поверхностных плазмонов, если соответствующие диполи находятся в противофазе [17]. Вместе с тем эффекты взаимодействия указанных типов резонансных мод и их совместного воздействия на
магнитооптические эффекты в регулярных магнитных плазмонных структурах до настоящего времени изучены не были. В данной работе представлены результаты исследования спектральных особенностей оптических и магнитооптических эффектов в геометрии Фохта в двумерных массивах золотых нанодис-ков, расположенных в слое феррит-граната. Изучено влияние решеточных плазмонных резонансов и вол-новодной моды на магнитооптический эффект в такой структуре.
2. Исследуемые образцы представляли собой пла-нарные массивы золотых нанодисков, изготовленные методом электронной литографии и расположенные в узлах квадратной решетки на кварцевой подложке. Высота исходных дисков 30 нм, диаметр 100 нм. На нанодиски с помощью распыления ионным пучком был нанесен слой легированного висмутом феррит-граната (ВкУЮ) толщиной около 90 нм [18]. Исследовались три структуры с периодами решетки с1 = 200, 300 и 400 нм (рис. 1а). Изображение образца
Рис. 1. (а) - Схематическое представление МПК. (Ь) -Изображение МПК с периодом 300 нм в растровом электронном микроскопе
с с1 = 300 нм в растровом электронном микроскопе приведено на рис. 1Ь.
Оптические частотно-угловые спектры пропускания образцов были измерены с использованием кол-лимированного пучка галогеновой лампы в качестве зондирующего излучения. Образец был помещен на гониометр, обеспечивающий точность определения угла падения около 1°. Прошедший через структуру свет детектировался спектрометром с разрешающей способностью около 1 нм. Магнитооптические измерения были проведены при приложении внешнего магнитного поля 3 кГс, которое является насыщающим для исследуемых структур в геометрии Фохта [18].
3. Частотно-угловые спектры пропускания образцов, измеренные для р-поляризации зондирующего излучения, приведены на рис. 2а-с. Во всех трех структурах наблюдаются минимумы пропускания, спектральное положение которых не зависит от уг-
ла падения излучения накачки в, однако смещается в сторону длинных волн при увеличении периода структуры. Так, для структур с периодами d = 200, 300 и 400 нм резонансные длины волн составляют 690, 780 и 800нм соответственно (рис. 2, За). В то же время при s-поляризованном излучении накачки при увеличении угла падения данная особенность испытывает смещение в длинноволновую область спектра, как это видно из рис. 2d для структуры с d = = 400 нм.
Следуя рассмотрению, проведенному в работах [19-22], данную спектральную особенность, зависящую от периода планарной структуры и от поляризации зондирующего излучения, следует трактовать в терминах поверхностного решеточного плазмонного резонанса (Surface Lattice Resonance). Действительно, под действием внешнего линейно-поляризованного электромагнитного поля световой волны в наночастицах золота наводятся сонаправ-ленные с ней диполи, излучающие в направлении, перпендикулярном своей оси [23]. Интерференция полей этих диполей определяет спектральное положение минимума пропускания. При возбуждении структуры р-поляризованным светом диполи осциллируют вдоль оси Ох и интерференция их откликов в направлении оси Oy не зависит от угла падения. Напротив, для s-поляризованного излучения накачки спектр пропускания структуры определяется интерференцией полей диполей в направлении оси Ох. При этом с ростом в увеличивается оптическая разность хода лучей между соседними частицами и резонансная длина волны сдвигается в красную область, что и наблюдается в эксперименте (рис. 2d) [24, 25].
4. Изучение оптических свойств рассматриваемых структур с различными периодами решетки при нормальном падении зондирующего излучения было проведено с помощью численного моделирования с использованием программы Lumerical FDTD. Его результаты представлены на рис. ЗЬ. Расчетные спектры также демонстрируют сдвиг поверхностного решеточного резонанса в красную область при увеличении периода структуры, что соответствует данным эксперимента (рис. За). На рис. Зс приведен расчет пространственного распределения напряженности электрического поля в окрестности отдельного нанодиска в структуре с периодом решетки 400 нм при падении на структуру света с длиной волны 880 нм, что отвечает длинноволновому минимуму в спектре пропускания. Вид распределения поля в на-нодиске соответствует возбуждению электродиполь-ного резонанса.
Э (с!её)
Рис.2. Частотно-угловые спектры пропускания для структуры с периодами й = 200нм (а), ЗООнм (Ь), 400нм (с, с1). Поляризация падающего излучения: р (а-с), в (с1)
5. Из приведенных на рис. 2с и с1 спектров пропускания также следует, что в образце с с1 = 400 нм в исследуемом спектральном диапазоне наблюдается высокодобротная особенность, положение которой смещается в длинноволновую область спектра при увеличении угла падения. Согласно проведенным оценкам данную особенность можно интерпретировать как волноводную моду (ВМ), возбуждаемую в диэлектрическом слое за счет наличия в структуре решетки золотых частиц. Следует особо отметить, что ВМ возбуждается при зондировании как р-, так и в-поляризованным светом. Закон дисперсии ВМ описывается выражением Ловтб' + 2тгт/ с!, = кюд, где ко - волновой вектор падающего излучения, т - целое число, с1 - период решетки. На рис. 2с и с1 пунктирной линией показан рассчитанный закон дисперсии ВМ в исследуемой структуре. Для расчета были взяты значения т = 1, с1 = 385 нм. Эффективный показатель преломления пен = 2.146 был вычислен в рамках теории Максвелла-Еарнетта. Значения показателей преломления ВкУЮ и золота на длине волны 800 нм составляют пую = 2.17 и ??ди = 0.19.
Поскольку спектральное положение ВМ, в отличие от положения локального плазмона, существенно
зависит от угла падения зондирующего излучения, взаимным спектральным положением этих двух резонансных особенностей можно управлять выбором 0. При 0 < 28° ВМ находится далеко от решеточного ЛПП и проявляется как минимум в спектре пропускания. При углах падения 28°—40° она проявляется как максимум, что связано с деструктурирован-ной интерференцией вкладов локального плазмона и ВМ [17] в пропускание. Это аналогично результатам, полученным для упорядоченной 2В-структуры золотых частиц, расположенных на слое ЕГО [13]. При дальнейшем увеличении угла падения ВМ снова проявляется как минимум в спектре пропускания.
6. В данных структурах были исследованы спектры магнитооптического интенсивностного эффекта в геометрии "на прохождение" (рис. 1а).
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.