1 Поляритоны. Исследования и применения. Е.А.Виноградов Институт спектроскопии РАН Троицк, Московской обл. Сентябрь 2007 Иркутск

2 Что такое поляритон ? Half light – half matter H p = H m + H f + H m-f Поляритон – диполь одетый собственной электромагнитной шубой

3 План лекции Введение Объемные и поверхностные поляритоны. Часть 1 Радиационные поляритоны в планарных структурах. Часть 2 «Темные поляритоны» Часть 3 Некоторые приложения оптики ближнего поля.

4 Введение Открытие A. Otto (1968 г) способа возбуждения поверхностных плазмонов металлов привело к созданию методов генерации поверхностных электромагнитных волн оптического и инфракрасного диапазона, способных распространяться вдоль плоской границы раздела двух сред на макроскопические расстояния. Это дало возможность вести исследования свойств поверхности методами оптики ближнего поля. Результаты исследований оптических свойств поверхности потребовали переосмысления экспериментальных данных многолетних исследований оптических свойств объема тонких пленок и массивных кристаллов…

5 Введение Используя хорошо известный результат – колеблющийся заряд излучает характерное электромагнитное поле, была разработана методика исследования спектров теплового излучения кристаллов и пленок на частотах объемных и поверхностных оптических фононов. Е.А.Виноградов, Г.Н.Жижин. Письма в ЖЭТФ, 1976 Метод оказался очень удобным для исследования оптических свойств пленок диэлектриков и полупроводников, особенно на металлических подложках. E.A.Vinogradov, Physics Reports, 1992

6 Дисперсия фононных поляритонов кристалла бесконечного полу-бесконечного ε(ω) = k 2 c 2 /ω 2 ; ε(ω) = ε + (ε 0 - ε )ω 2 TO /(ω 2 - ω 2 TO )

7 Поверхностные электромагнитные волны ПЭВ существуют в области частот где |ε 2 (ω)| k 0 = ω/c L E(0) E(L)=E(0)/e SEW ε1(ω)ε1(ω) ε2(ω)ε2(ω) ПЭВ в обычных условиях со светом не взаимодействуют – нерадиационные (темные) поляритоны

8 Дисперсия TM поляритонов структуры: вакуум – хром &диэлектрик (ε = 6) – Cr k = 2π / λ ; k p = ω p / c

9 Радиационные поляритоны в планарных структурах

10 Спектр отражения k = k 0 Sinφ R 1 – A; for d

11 ZnSe

12 тепловое излучение ZnSe

13 p-поляризованные спектры поглощения пленок ZnSe на Cr

14 пленки Cd 0.05 Zn 0.95 Te

15 (a) p-поляризованные спектры поглощения пленки 1.25-μm ZnSe на алюминии. (b) Спектры вторичного излучения при возбуждении лазерными линиями λ L1 = 488 nm (1) λ L2 = nm (2).

16 Дисперсия TM поляритонов структуры: вакуум – пленка идеального диэлектрика– металл (ε = 6, d = 250 нм) k 0 = 2π / λ

17 ТМ спектры поглощения пленки ZnSe (1 m) ( ex = сm -1, ex = 1500 сm -1, ex = 0,05) на идеальной металле p = сm -1, p = 0 см -1 ; на Al подложке p = сm -1, p = 1000 см -1 на Cr подложке p = сm -1, p = 8000 см -1

18 Металлическое тушение поляритонов

19 Заряд над поверхностью металла + d 0 d 2d d d d d Изображение заряда в металле

20 Металлическое тушение поляритонов

21 Несколько неожиданных результатов: В тонких пленках обнаружено p-поляризованное излучение света не только на частоте поперечного оптического фонона, но и на частоте продольного оптического фонона, запрещенное правилами отбора в массивном кристалле. Обнаружено взаимодействие дипольно-активных возбуждений граничащих сред (пленки и подложки). Обнаружено сильное резонансное взаимодействие между локальными колебаниями примесных атомов вещества пленки и интерференционными модами пленки. Е.А.Виноградов и др., ЖЭТФ, т.78, , 1980 В 1985 г. F. DeMartini обнаружил резкое уменьшение порога лазерной генерации при уменьшении длины резонатора до половины длины волны генерации. Квантовая электроника, 1985

22 несколько неожиданных результатов: Получены спектры ИК термостимулированного излучения, спектры люминесценции и комбинационного рассеяния света (КРС) на частотах интерференционных мод пленок. Показано, что в массивном кристалле поглощение света происходит не на частотах однофононных состояний, расположенных в области частот TO > LO и < TO, где нет однофононных состояний. Излучение Е массивным кристаллом в областях спектра ex > > LO и < TO оказывается близким к 1, то есть близким к излучению абсолютно черного тела, а не равно Е = 1 - R, как это должно следовать из закона Кирхгофа.

23 «Темные поляритоны» Преобразование нерадиационных поляритонов в радиационные и / или преобразование ближнего поля в дальнее

24 Дисперсия TM поляритонов структуры: вакуум – хром &диэлектрик (ε = 6) – Cr k = 2π / λ ; k p = ω p / c

25 Дисперсия TM поляритонов структуры:идеальный диэлектрик (ε = 6) – вакуум (1 mkm) – Cr

26 Спектры излучения структурыпризма из ZnSe – вакуум (10 мкм) – Al

27 Спектры излучения структурыпризма из ZnSe – вакуум (10 мкм) – Cr

28 Поверхностные поляритоны k = n Si k 0 Sinφ > k 0 = ω/c

29 Щели в поляритонном спектре

30 Излучение «Si призма – зазор – пленка ZnSe» зазор 3 мкм

31 Излучение «Si призма – зазор – пленка ZnSe» зазор 60 мкм

32 Некоторые выводы 1.В любом оптическом эксперименте мы имеем дело с электромагнитными полями гибридных поляритонов, аналогичным обсуждаемым в этом докладе, и никогда не соприкасаемся с фотонами, распространяющимися в свободном пространстве. 2. В ближнем поле есть продольная компонента электромагнитного поля, запрещенная в дальнем поле. 3. Исследования оптических свойств структур пленка полупроводника на металле методами спектроскопии поверхностных электромагнитных волн показали, что изначально нерадиационный поверхностный плазмон металла преобразуется в набор радиационных состояний, электромагнитное поле которых определяется всеми дипольно-активными возбуждениями каждого вещества структуры и, кроме того, зависит от реальной геометрии эксперимента.

33 Дисперсия TM поляритонов структуры: вакуум – пленка идеального диэлектрика – металл (ε = 6, d = 250 нм) k 0 = 2π / λ

34 Некоторые выводы 4. В образцах конечных размеров, с которыми только и имеют дело экспериментаторы, поглощение света осуществляется не в один шаг (фотон, поглощаясь, рождает фонон или экситон), а фотон сначала превращается в собственное состояние электромагнитного поля в кристалле – радиационный поляритон и уже этот поляритон взаимодействует со всей совокупностью дипольно-активных состояний образца. В результате этого взаимодействия поляритон превращается в фонон или в экситон (свободный электрон или дырку), или в плазмон металлической подложки.

35 Часть 3 Некоторые приложения оптики ближнего поля

36 Применение поверхностных поляритонов L E(0) d E(L)=E(0)/e SEW ε1(ω)ε1(ω) ε2(ω)ε2(ω) Длина пробега ПЭВ на много порядков больше толщины пленки – получение высококачественных спектров сверхтонких пленок Разработано несколько методов измерения длины пробега ПЭВ …

37 Плазмон-поляритоны с большой длиной побега в тонкой металлической пленка на поверхности одномерного фотонного кристалла Valery N. Konopsky* and Elena V. Alieva, PRL 97, (2006) Структуры поддерживающие большую длину пробега плазмон-поляритонов: (a)Симметричная схема с одинаковыми диэлектриками по обе стороны металлической пленки. (b)Схема Кречмана для квази-симметричной структуры. (c)Тонкая металлическая пленка на 1-D фотонном кристалле. Внешняя среда может быть любой в диапазоне 1 < n e < n 0,

38 Метод уменьшения порога разрушения лазерных металлических зеркал V.N. Konopsky, Optics & Laser Technology (2000) Дисперсия поверхностных плазмонов на плоской поверхности (пунктир) и поверхности с периодическими (Λ = λ SP /2) штрихами (сплошные линии). Тепловое излучения плоской поверхностью ΔP(T)= P flat M (T) – P flat M (300K).

39 Институт спектроскопии РАН Отдел лазерной спектроскопии Спектральное и пространственное разрешение различных типов микроскопов (волновых и корпускулярных) и фотоэлектронной спектромикроскопии Летохов В.С.

40 Институт спектроскопии РАН Отдел лазерной спектроскопии Сверхвысокое пространственное разрешение (до 5 нм)

41 Институт спектроскопии РАН Отдел спектроскопии твердого тела сканирующий микроскоп ближнего поля

42 Наукоград Троицк

43 Институт спектроскопии РАН Отдел спектроскопии твердого тела Безаппертурный сканирующий микроскоп ближнего поля