WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Pages:     || 2 |
SURFACE OPTICAL ПОВЕРХНОСТНЫЕ ELECTROMAGNETIC ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ WAVES ОПТИЧЕСКОГО ДИАПАЗОНА M. N. LIBENSON Modern physical con..

cepts of surface optical ‡-·„ „‰‡‚ ‡ ( ‚) electromagnetic waves, scarcely known earlier and intersively studied today, are stated. Their Современная оптика, сильно изменившаяся после main properties and methпоявления лазеров и голографии, в последнее десяods of excitation by laser тилетие пополнилась новым перспективным разделом – оптикой поверхностных электромагнитных radiation are considered.

волн (ПЭВ). В определенных условиях такие волны распространяются вдоль границы раздела двух разнородных сред и обладают отличными от обычных ‚ (объемных) электромагнитных волн свойствами.

‰‡‚Теоретически ПЭВ известны с начала нашего веfl ‚ ка. Их некоторые свойства и структура поля были ‡„ ‚изучены еще А. Зоммерфельдом. Однако представления о ПЭВ долгое время были достоянием узкого ‡ – ‡‚ ‡круга специалистов и, за исключением радиофизи ‚ ‡ки, практически нигде не использовались. Гораздо ‡„ лучше известны поверхностные акустические, или звуковые, волны, с которыми в жизни сталкивался, ‚·‰fl наверное, каждый.

„ ‰‡‡‡. ‡В оптику представления о ПЭВ проникли в 70-х ‚ годах, когда их научились возбуждать лазерным из‚‚‡ ‰ ‚лучением и детектировать различными методами.

В настоящее время исследования и применения ·‰fl ‡ ПЭВ развиваются достаточно динамично. Это обус.

ловлено уникальными свойствами таких волн: высокой пространственной локализацией и возможностью значительного усиления напряженности поля в ПЭВ.

Научный интерес к изучению ПЭВ оптического диапазона связан также с тем, что они могут эффективно возбуждаться светом на реальной поверхности и существенно влиять на разнообразные явления. Среди них рассеяние света адсорбированными на поверхности частицами, генерация второй гармоники при отражении лазерного излучения от металла, изменение поглощения, фотохимические реакции, а также физико-химические процессы, сопровождающие действие на поверхность интенсивного лазерного излучения, в первую очередь образование поверхностных периодических структур.

Практический интерес к ПЭВ и другим поверхностным электромагнитным возбуждениям обусловлен новыми возможностями, открываемыми их использованием в оптической спектроскопии, нелинейной оптике, технологии, а в последнее время и в микроскопии сверхвысокого разрешения.

, ‹10, © ·.., Ниже мы рассмотрим основные свойства и ха- E1z а рактеристики ПЭВ оптического диапазона, способы их возбуждения и особенности распространеx ния. Применению ПЭВ для анализа поверхности kS материалов, в микроскопии и литографии высокого y разрешения, а также их влиянию на силовое дейстEx z вие лазерного излучения в режимах, используемых для обработки материалов, будет посвящена отH дельная статья.

E2z U E1z Поверхностными электромагнитными волнами, б или поверхностными поляритонами, называются волны, распространяющиеся вдоль границы раздела двух разнородных сред и существующие одновременно в них обеих. Поля, переносимые этими волнами, локализованы вблизи поверхности и затухают по обе стороны от нее. В отличие от объемных, 2 Ex, H чисто поперечных электромагнитных волн ПЭВ являются частично продольными волнами ТМ-типа.

Электрический вектор E имеет две составляющие (рис. 1а): Ex – вдоль волнового вектора1 ПЭВ ks и Ez – z перпендикулярно поверхности; магнитный вектор Среда 1 Среда H перпендикулярен направлению распространения E2z волны и лежит в плоскости поверхности. Интересно, что с формальной точки зрения ПЭВ описываются обычными волновыми уравнениями со станРис. 1. Поверхностные электромагнитные волны:

дартными граничными условиями, но являются их а – ориентация электрического и магнитного векторов в ПЭВ, бегущей вдоль поверхности в наособым решением. Распределение каждого из комправлении оси х; б – распределение полей в ПЭВ понентов U электрического и магнитного полей на в плоскости, перпендикулярной направлению частоте в плоской ПЭВ, бегущей вдоль оси x, имераспространения.

ет вид 1 – для компонентов Ex и Hy = H, изменяющихся при z = 0 непрерывно; 2 – для компонента Ez, исU = U0exp(± z)cos( t - ksx), (1) 1, 2 пытывающего при z = 0 скачок.

где U0 – амплитуда, > 0 и > 0 – коэффициенты 1 затухания ПЭВ в средах 1 и 2; t – время. Знак рость света в вакууме, и через диэлектрические про“плюс” относится к среде 1 (z 0), “минус” – к среницаемости обеих сред зависит от частоты де 2 (z 0, рис. 1б).

1 При заданной амплитуде магнитного вектора H ks = k0 ---------------. (3) + 1 амплитуды остальных компонентов составляют Эта так называемая дисперсионная зависимость -H, Ex = --------------------------описывает свойства поверхностных поляритонов и –( + ) 1 определяет, в частности, их фазовую и групповую (2) скорости. Другой важный параметр ПЭВ – толщи 2 E1z = -------------------------H, E2z = -------------------------H, на слоев l1, 2 = 1/, в которых переносится энергия 1, ( + ) ( + ) 1 1 2 2 1 волны по каждой из сред 1 и 2, также зависит от их диэлектрических проницаемостей и тем самым от где = ( ), = ( ) – диэлектрические про1 1 2 частоты света ницаемости граничащих сред на частоте. При этом электрический компонент Ex сдвинут относи 1 тельно магнитного вектора на 90°, а E1z – на 180°.

= ks –----, = ks –----. (4) 1 2 Постоянная распространения ПЭВ ks отличаетЕсли считать, что потери энергии ПЭВ при ее ся от волнового числа света k0 = /c0, где c0 – скораспространении вдоль поверхности пренебрежимо малы, то параметры ks, и должны быть вещестВектор, направленный вдоль направления распростра1 нения волны и по модулю равный отношению ее частоты венными положительными числами. Тогда из форк фазовой скорости.



мул (3) и (4) следует, что ПЭВ могут существовать и.. распространяться только вдоль границ раздела сред с ными плазмон-поляритонами, поскольку отрицадиэлектрическими проницаемостями разных знаков. тельный знак Re здесь обусловлен доминирующим Если, например, в среде 1 > 0, то диэлектрическая вкладом электронного газа (плазмы) в поляризуепроницаемость среды 2 (или при более строгом рас- мость вещества. Как известно из физики твердого смотрении ее действительная часть Re ) должна тела, оптические свойства электронного газа опбыть отрицательной, причем ределяются соотношением частоты его собственных колебаний, или плазменной частоты ( ), чаp < 0, | | >. (5) 2 2 стоты электронных столкновений ( ) и частоты Такая среда называется поверхностно-активной света. В этом случае в оптическом диапазоне чассредой (ПАС), а частотный диапазон, в котором тот ( 1014 – 1015 c- 1) для металлов ( 1016 c- 1, p Re( ) < 0, – областью аномальной дисперсии. Ниже 1013 – 1014 c- 1) выполняется условие < <, p 2 мы приведем примеры таких сред.

при котором Re = 1 – и p Еще один важный вывод, вытекающий из соот ношений (3) и (4), заключается в том, что затухание ks k0 1 + ---------, ПЭВ в граничащих средах необязательно связано с p (7) потерями энергии, так как существует и при отсут p -, ствии в них поглощения (Im = 0). В этом случае = k0----- = k0------.

1 1, p затухание объясняется эффективным “вытеснением” поля волны из объема сред к поверхности разПоскольку | | 1, относительные отклонения дела. Из (5) следует также, что величины ks от k0 на длине волны 1 мкм (вблизи длины волны излучения неодимовых лазеров) не ks > k0, < ks <. (6) 1 превышают 10- 2, а на = 10,6 мкм (лазер на углеПоследнее неравенство означает, что энергия кислом газе) – 10- 4. Такие ПЭВ затухают в металле ПЭВ в основном сосредоточена в поверхностно-нена глубине активной среде 1 ( > 0) и преимущественно переноl2 = 1/ c0/ 10- 6 см, 2 p сится вдоль направления распространения волны ks.

В то же время благодаря продольному компоненту совпадающей с глубиной скин-слоя (то есть с глуэлектрического вектора Ex энергия в ПЭВ циркулибиной проникновения в металл объемной волны), а рует и через поверхность попеременно из одной в воздухе сосредоточены в слое среды в другую1. Наличие потерь (например, поглоl1 = 1/ ( / )2 (102 – 104) 1 – 100 мкм щения в среде 2 или рассеяния на шероховатой гра- 1 p нице), а также адсорбированных слоев и тонких в зависимости от частоты. Фактически здесь металл пленок на поверхности приводит к ограничению играет роль открытого волновода для ПЭВ, которая длины пробега волны L вдоль ks.

пробегает по его поверхности путь, ограниченный Обычно в оптике имеют дело с ПЭВ на границе лишь различного рода потерями. Если основной поверхностно-активной среды с воздухом ( = 1) вклад в потери вносит поглощение света в металле, или другим прозрачным диэлектриком. Неравенст- то длина пробега ва (5) при этом выполняются для металлов и легироc0lванных полупроводников с высокой концентрацией L = -------- (8) lсвободных носителей, у которых область аномальной дисперсии диэлектрической проницаемости и в средней ИК-области ( 10 мкм) достигает охватывает весь ИК- и видимый (для металлов) диа1 – 5 см. Из выражения (2) следует, что из компопазон частот. ПЭВ могут также возбуждаться на понентов электрического вектора ПЭВ наибольшим верхности полупроводников и диэлектриков в средявляется E1z, причем в данном случае нем ИК-диапазоне, в интервале между частотами продольного и поперечного оптических фононов, Ex E - - - E1z –H, ------ = ------z = ----- 1.

где аномальная дисперсия связана с непосредственE1z Ex p ным взаимодействием света с решеткой. СоответстНа рис. 2 приведена типичная дисперсионная вующие ПЭВ называются также поверхностными кривая (ks) для поверхностных плазмон-полярифонон-поляритонами. Существуют ПЭВ и в областонов на границе металл–воздух, следующая из (3).

ти экситонного поглощения в полупроводниках.

Видно, что отклонение этой кривой от световой лиПовышенный интерес в последние годы проявнии 2 на рис. 2 растет с частотой, причем и фазовая, ляется к ПЭВ, возбуждаемым на границе сред с выи групповая скорости волны соответственно сокой проводимостью (металлы и полупроводники) с воздухом. Эти ПЭВ называют также поверхност (ks) dVph = -------------, Vgr = -----ks dks В таком характере переноса энергии легко убедиться, рассматривая взаимную ориентацию электрических и уменьшаются. Это свидетельствует об усилении ромагнитного векторов поля ПЭВ на рис. 1а.

ли продольного компонента поля волны на высоких, ‹10, а ----- P 1- ps ------- = -----0, P 0,0,I 0,б 12 p ks ------ c Рис. 2. 1 – Дисперсионная кривая поверхностных плазмон-поляритонов на границе раздела металл–вакуум. – плазменная частота электроp нов, 2 – световая линия = cks.

частотах, когда ПЭВ становится все менее фотоноподобной. Предельная частота поверхностного пов ляритона здесь равна частоте p = ------ (5 – 10) 1015 с–ps чисто “продольного” возбуждения в электронном газе – частоте локализованного поверхностного d плазмона.

Хотя ПЭВ является собственной модой плоской Рис. 3. Возбуждение ПЭВ светом: а – призменный границы раздела, для ее возбуждения светом нужны метод, геометрия Отто; б – призменный метод, специальные условия, поскольку волновой вектор геометрия Кречманна; в – решеточный метод.





ПЭВ ks больше волнового вектора света k0 на той же 1 – диэлектрик (воздух); 2 – поверхностно-активчастоте (см. рис. 2 и формулу (6)). К настоящему ная среда; 3 – призма; 4 – падающее излучение;

времени разработаны два эффективных метода воз5 – ПЭВ; 6 – зеркально отраженное излучение;

7 – решетка; l – зазор размером ; d – период ребуждения ПЭВ светом (рис. 3): призменный и решетки.

шеточный.

ции ПЭВ являются лазеры. Эффективность преобразования падающего объемного излучения в ПЭВ Преобразование света в ПЭВ призменным метов схеме Отто, чаще применимой для ИК-области дом основано на явлении нарушенного полного спектра (СО2-лазеры), достигает десятых долей, а в внутреннего отражения при падении p-поляризогеометрии Кречманна для видимого света практиванного излучения (поляризованного в плоскости чески доходит до 1. Однако в последнем случае выпадения) на ПАС со стороны оптически более плотвод ПЭВ за пределы призмы затруднен, и ПАС ной среды. Угол падения выбирается из известнообычно наносится на ее грань в виде тонкой пленго в оптике условия ки. Обратное преобразование ПЭВ в объемное из > arcsin( / )1/2, <, лучение также возможно с помощью призм.

1 3 1 где – диэлектрическая проницаемость материала Двупризменный метод возбуждения и детектиропризмы. Метод существует в двух модификациях: вания ПЭВ в геометрии Отто успешно используется геометрия Отто (рис. 3а) и геометрия Кречманна в ИК-спектроскопии твердого тела. Длина пробега (рис. 3б). Этим методом ПЭВ возбуждается на глад- ПЭВ вдоль поверхности может достигать нескольких кой поверхности, поскольку при трансформации сантиметров, она весьма чувствительна к процесобъемного излучения в ПЭВ удается согласовать их сам в поглощающем слое, состоянию поверхности волновые векторы. В большинстве случаев источни- и его изменениям, наличию адсорбированных слоками света в соответствующих устройствах генера- ев, пленок, шероховатости и др. Это обеспечивает.. возможность исследовать поверхности и границы n kr раздела с помощью ПЭВ, а также осуществлять преkцизионные оптические измерения, например изме- а рять малое поглощение высоко отражающих металлических зеркал на уровне 0,01 с ошибкой не более до 10%.

E1z g x kt Ex E2z kS z Свойством возбуждать ПЭВ обладают и дифрак (y) ционные решетки, нанесенные на поверхностноh y активную среду (рис. 3в) и рассеивающие излучение d под определенными углами. Когда при некоторых углах падения света дифрагированная волна оказывается направленной вдоль поверхности, она представляет собой ПЭВ. Волновой вектор g соответствующей так называемой резонансной, гармо- g б нической решетки1 связан с волновым вектором ПЭВ ks и векторной проекцией kt волнового вектора излучения k0 на поверхность (рис. 4а) равенством kt kS kt + mg = ks, m = 1, 2, …; kt = k0sin. (9) Оно выражает закон сохранения импульса (иначе – условие фазового синхронизма) при преобразоваРис. 4. Взаимная ориентация (а) и круговая диании света в поверхностные поляритоны без изменеграмма (б) векторов, определяющих преобразония частоты. В выражении (9) m – порядок дифраквание света в ПЭВ на гармонической решетке ции, который ниже считается равным единице. (y) = hcos(gy) с амплитудой h, пространственной частотой g и периодом d = 2 /g.

Взаимную ориентацию векторов kt, ks и g удобно поkt – проекция волнового вектора k0 на плоскость ясняет круговая векторная диаграмма (рис. 4б). С ее поверхности; ks – волновой вектор ПЭВ; kr – волпомощью легко найти модуль вектора g и период d новой вектор отраженного излучения; g – волнорезонансной решетки, на которой при данном угле вой вектор решетки; n – нормаль к усредненной поверхности; – угол падения света. Штриховкой падения света возбуждается ПЭВ, распространяюочерчена часть окружности радиуса ks на круговой щаяся под углом к вектору kt:

диаграмме.

1 2 2-.

g = k0(sin2 + – 2 sin cos ), d = ----- (10) g Параметр µ называется коэффициентом преобразоЗдесь = ks / k0 – показатель преломления грани- вания и является комплексной величиной, зависяцы для ПЭВ, причем согласно выражению (6) 1.

щей от волнового числа поверхностного поляритона ks. Модуль этого параметра |µ|, рассматриваемый В простейшем, но часто встречающемся случае, как функция ks, фактически описывает форму ликогда ПЭВ распространяется поперек штрихов рении возбуждения поверхностного поляритона когешетки ( = 0, ), ее период рентным излучением при нормальном падении на d = /( ± sin ). (11) резонансную решетку (g = ks). Ее типичный вид для В предшествующее десятилетие была построена поверхностного плазмон-поляритона на границе меколичественная теория преобразования света в талл–воздух показан на рис. 5. Центр линии ks = ksПЭВ на периодических решетках. Из нее следует, практически совпадает с волновым числом “идечто для излучений p- и s-поляризаций продольный ального” возбуждения, определяемым соотношекомпонент поля ПЭВ на поверхности Ex и действу- нием (3), а значение | µ | в максимуме линии M и ее ющее внешнее поле Et пропорциональны, а соот- ширина определяются диссипативными потеряветствующий коэффициент пропорциональности в ми в скин-слое металла. При этом первом приближении линейно зависит от высоты h резонансной гармонической решетки. Для случая 1-L.

-----M = 2-, = ------ (13) нормального падения излучения эта связь наиболее проста:

Ex = µ hEt. (12) Для определенности отметим, что первая из формул (13) справедлива только для ближней ИК-области Волновой вектор решетки с периодом d направлен пер- спектра. Если принять, например, что ПЭВ возпендикулярно ее штрихам и по модулю равен 2 /d.

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.