Содержание к диссертации
Введение
Глава 1.Обзор литературы 13
1.1 Общее феноменологическое описание генерации второй гармоники в средах с квадратичной нелинейностью 13
1.1.1 Генерация ВГ в объемных средах с квадратичной нелинейностью 13
1.1.2 Генерация ВГ на поверхности центрально-симметричных сред 15
1.2 Оптические и нелинейно-оптические эффекты в металлических
наноструктурах 16
1.2.1 Возбуждение плазмонного резонанса 16
1.2.2 Плазмонный резонанс в продолговатых частицах 18
1.2.3 Генерация второй гармоники в плазмонных структурах 20
1.3 Магнитооптические эффекты
1.3.1 Линейные магнитооптические эффекты 23
1.3.2 Генерация магнитоиндуцированной второй гармоники 28
1.3.3 Экваториальный нелинейный магнитооптический эффект Керра 31
1.3.4 Генерация магнитоиндуцированной второй гармоники в металлических наноструктурах 35
1.4 Оптические эффекты в системах с нетривиальным
распределением намагниченности. 38
1.4.1 Состояния намагниченности с ненулевым угловым моментом 38
1.4.2 Вихревая намагниченность в асимметричных наноструктурах 41
1.4.3 Генерация второй оптической гармоники в структурах с магнитным тороидным моментом 45
1.5 Динамические характеристики процессов, определяющих
оптический отклик з
1.5.1 Изучение динамики методом накачка-зондирование 50
1.5.2 Динамика намагниченности в ферромагнитных металлах 52
1.5.3 Динамика отклика в металлических наноструктурах 54
Глава 2. Генерация ВГ в плазмонной структуре из наностержней никеля 56
2.1 Изготовление и характеризация структуры 57
2.2 Изучение линейно-оптических свойств образца 59
2.2.1 Изучение спектров отражения и поглощения 59
2.2.2 Исследование линейных магнитооптических эффектов 62
2.3 Исследование нелинейных свойств методом генерации второй гармоники 66
2.3.1 Экспериментальная установка для наблюдения второй гармоники. 66
2.3.2 Генерация немагнитной гармоники. 67
2.3.3 Исследование магнитооптических эффектов во второй гармонике. 70
2.4 Обсуждение результатов 71
2.5 Выводы по второй главе 77
Глава 3. Исследование структур с неоднородной намагниченностью 78
3.1 Образцы и экспериментальная установка 80
3.1.1 Трехслойные структуры (NiFe)CoFe/Al2O3/CoFe 80
3.1.2 Структуры с упорядоченной вихревой намагниченностью 81
3.1.3 Особенности экспериментальной установки 83
3.2 Изучение магнитооптического отклика в трехслойных структурах84
3.2.1 Линейный магнитооптический эффект Керра 84
3.2.2 Генерация магнитоидуцированной второй гармоники 84
3.2.3 Анализ полученных результатов 87
3.3 Генерация второй гармоники в структурах с вихревой намагниченностью 91
3.3.1 Немагнитная ВГ 91
3.3.2 Магнитоиндуцированные эффекты в ВГ 93
3.3.3 Анализ и обсуждение результатов 97
3.4 Выводы по третьей главе 103
Глава 4. Динамика оптического отклика в двумерном массиве наноструктур 105
4.1 Образцы и экспериментальные методики 106
4.2 Динамика поворота плоскости поляризации 110
4.2.1 Короткие времена 110
4.2.2 Средние времена 111
4.2.3 Большие времена 114
4.3 Обсуждение 115
4.3.1 Короткие времена 115
4.3.2 Средние времена 117
4.3.3 Большие времена 119
4.4 Выводы по четвертой главе 125
Заключение 127
Литература
- Генерация ВГ на поверхности центрально-симметричных сред
- Генерация магнитоиндуцированной второй гармоники в металлических наноструктурах
- Исследование нелинейных свойств методом генерации второй гармоники
- Магнитоиндуцированные эффекты в ВГ
Генерация ВГ на поверхности центрально-симметричных сред
Хорошо известно, что оптические свойства структуры с ограниченной геометрией отличаются от свойств того же объемного материала [31, 32]. В случае металлических структур важной особенностью является существенно нелинейная дисперсия в металле. Для частиц c характерными размерами достаточно большими, по сравнению с межатомным расстоянием, в которых свободные носители заряда рассматриваются как плазма, диэлектрическая восприимчивость определяется в соответствии с теорией Друде [33] и имеет особенность на частоте шр, называемой плазменной частотой и лежащей в области ультрафиолета. Совокупность влияния форм-фактора частицы и наличия резонансной особенности в спектре металла может приводить к появлению так называемого локального плазмонного резонанса в случае металлических наночастицах, малых по сравнению с длиной волны.
Математическую модель взаимодействия света с металлической наночастицей одним из первых предложил Дж. Ми в 1908 г. [31]. Он получил строгое решение для дифракции плоской монохроматической волны на шаре произвольного диаметра и состава, находящемся в однородной среде. В приближении однородного внешнего поля (радиус шара много меньше длины волны) для напряженности поля можно получить следующее выражение: где L{uS) - фактор локального поля (ФЛП), EQ - амплитуда падающего на частицу поля, smet(uj)- диэлектрическая проницаемость наночастицы. Решение Ми применимо также к дифракции на любом числе сфер при условии, что все они имеют одинаковый диаметр, одинаковый состав, распределены хаотически и находятся друг от друга на больших расстояниях, по сравнению с длиной волны. При таких условиях световые пучки, рассеянные сферами, не являются когерентными, а полная рассеянная энергия равна произведению энергии, рассеянной одной сферой, на число сфер. В обычном диэлектрике, в котором в видимом диапазоне действительная часть диэлектрической проницаемости 1 -т- 2, локальные поправки из-за ФЛП незначительно сказываются на величине напряженности электрического поля. Но для металла всегда существует спектральный диапазон, в котором действительная часть smet(uj) 0, то есть объемные электромагнитные волны в этом диапазоне частот не могут распространяться без затухания. При частоте ujres такой, что smet(ujres) = —2 , знаменатель в правой части (1.10) становится равным нулю, поэтому ФЛП резонансно возрастает, и, как следствие, возрастает напряженность локального поля Еіосаі{ил) (резонанс Ми). Плазмонный механизм усиления в ФЛП в микроскопических неоднородностях на поверхности был впервые предложен в работах [34], [35]. Берреманом была разработана теоретическая модель и высказано предположение, что такое усиление происходит в любых металлах, где мнимая часть диэлектрической проницаемости мала, а действительная часть принимает значения от -4 до -1/4. Экспериментально плазмонный резонанс можно наблюдать, измеряя спектр поглощения или пропускания пленки плазмонных наноструктур. В спектре поглощения наблюдается максимум, частота которого совпадает с частотой плазмона, а ширина определяется такими факторами как затухание плазмонных колебаний, взаимодействие наночастиц, разброс радиусов различных наночастиц, межмодовое плазмон-плазмонное взаимодействие [36]. Отметим, что хотя имеется множество работ по экспериментальному изучению оптических свойств структур, в которых возможно возбуждение плазмонов, как правило, такие исследования проводятся со структурами, состоящими из благородных металлов (Ag, Au, Pt), имеющих малое затухание электронных возбуждений [37, 19, 38, 20]. В то же время, в работе [24] было экспериментально продемонстрировано возбуждение локального плазмона в наношариках из никеля, являющегося худшим проводником. В работе исследовались спектры отражения наночастиц никеля диаметром 10 нм находящихся в матрице SiO2 и показано усиление поглощения в окрестности длины волны 330 нм, что совпало с теоретически рассчитанным положением плазмонного резонанса. Возможность наблюдения плазмона была также показана в структуре из параллельно расположенных нитей никеля диаметром 40-180 нм и длиной 5 мкм [25].
На поверхности металлов (точнее, на границе раздела сред с положительной и отрицательной диэлектрической проницаемостями) также могут существовать связанные колебания электромагнитного поля и электронного газа в металле, распространяющиеся вдоль границы раздела и называющиеся поверхностными плазмон-поляритонами [39]. Стоит отметить работу [40], где наблюдался достаточно добротный резонанс, связанный с возбуждением плазмон-поляритонов на границе воздух/никель, что также подтверждает возможность наблюдения плазмонных эффектов в металлах, обладающих низкой проводимостью, подобных никелю.
Существуют ряд факторов, влияющих на величину и спектральное положение плазмонных мод металлических наночастиц и соответствующих факторов локальных оптических полей. Прежде всего – снятие вырождения и частотное расщепление собственных плазмонных мод металлической частицы при отклонении её формы от сферической. Вторым фактором, определяющим плазмонный спектр индивидуальной частицы, является диэлектрическая проницаемость окружающей среды или сред, если рассматриваются частицы на подложке. Увеличение диэлектрической проницаемости приводит к длинноволновому сдвигу плазмонного резонанса. И, наконец, плазмонный спектр ансамбля металлических частиц в значительной степени определяется дипольным взаимодействием между частицами, а, следовательно, их поверхностной плотностью в пленке. В общем случае собственные моды произвольной частицы описываются решениями интегрального уравнения [41]: где А - факторы деполяризации, 0 Na 1, причем Nx + Ny + Nz = 1; є0, Є1, - диэлектрические проницаемости эллипсоида и окружающей среды, соответственно. По условию резонанса ФЛП, Re{LQ) 1(uj) = 0, вычисляют резонансные частоты ша. Если диэлектрическую проницаемость эллипсоида задать моделью Друде (varepsilon0(uu) = 1 — (иир/ии)2)и положить е1 = 1, выражения для резонансных частот примет вид: иоа = \JNa ujp, (1.13) где Up - плазменная частота. Факторы деполяризации Nx = Ny = 12(1 — Nz) = N±, причем, если а 6, то Nz = Щ = 1 -(Arthe — е), а если а 6, то Nz = 1 +г-(е — arctqe), где эксцентриситет е = 11 — тті1 2. Для одиночной сферы ЛГЖ = Л = Nz = 1/3, тогда приходим к формуле (1.10). Для эллипсоида с полуосями а Ъ факторы деполяризации Щ\ 1/3, N± 1/3, поэтому, согласно 1.13, продольная резонансная частота смещается влево, а поперечная - вправо по оси частот относительно резонансной частоты одиночной сферы. В случае а Ъ получаем Щ 1/3, N± 1/3, тогда продольная резонансная частота смещается в высокочастотную область, а поперечная - в низкочастотную. Для цилиндра, ось которого расположена вдоль оси z, Nz = 0,NX = Ny = 1/2, а для пластины Nx = Ny = 0, Nz = 1.
Генерация магнитоиндуцированной второй гармоники в металлических наноструктурах
Динамика оптического отклика в твердых телах определяется возбуждениями различной природы. В первую очередь, лазерный импульс непосредственно взаимодействует с носителями заряда, выводя их из равновесного состояния. Например, в работах Брёзинга и соавторов [107, 108] методом накачки-зондирования в оптическом диапазоне с разрешением 10 фс изучалась динамика носителей заряда в графите и графене. Было показано, что в пределах 30 фс для графита и 250 фс для графена происходит внутризонная термализация носителей с образованием распределения Ферми-Дирака, соответствующего высокой температуре, с последующими рекомбинацией и остыванием за счёт рассеяния носителей на фононах в пикосекундном масштабе времён. Изучение динамики электронов в различных металлах путем комбинации метода накачки-зондирования и эллипсометрии зондирующего излучения показало релаксацию наведённой поляризации на временах 10-30 фс, а также, позволило разделить процессы с изменением импульса и углового момента электронов [109]. Похожие эксперименты проводились в пленках алюминия [110], при этом отдельное внимание уделялось непосредственному нелинейному взаимодействию накачки и зондирующей волны, которое было выявлено по зависимости динамики отклика от взаимной поляризации двух пучков. Более медленная динамика возбужденных электронов в плёнке золота изучалась с применением суперконтинуума в качестве зондирующего излучения, что позволило одновременно определять спектральные характеристики отклика [111]. При этом была обнаружена знакопеременная (в зависимости от длины волны и времени задержки) модуляция коэффициента отражения.
Помимо непосредственно возбужденных носителей заряда, на оптический отклик также влияют возбуждения решётки – фононы. Косвенно это проявляется и в процитированных выше работах, так как возбуждение носителей в конечном счёте релаксирует при рассеянии на фононах. При этом динамические характеристики самих акустических возбуждений также могут изучаться методом накачки-зондирования, но на значительно больших временных масштабах. В частности, в работе Мельникова и соавторов [112] изучалась зависимость коэффициента отражения от времени, вызванная возбуждением оптических фононов в кристалле висмута. В спектре коэффициента отражения было обнаружено две фононные моды с частотами 2 и 3 ТГц, соответственно, причём подчеркивается, что, исходя из правил отбора, только одна из мод может возбуждаться по комбинационному механизму, в то время как вторая возбуждается по так называемому механизму типа смещения. Совсем недавно с помощью аналогичной методики были изучены акустические возбуждения в топологическом изоляторе Bi2Te3 [113], при этом исследование генерации второй оптической гармоники от зондирующего излучения позволило выделить поверхностные фононные моды [114].
В случае магнитной среды возможно выведение из равновесия спиновой системы – возбуждение магнонов в широком смысле. При этом, как и в предыдущих случаях, с помощью оптической методики накачки-зондирования возможно как возбуждение системы, так и детектирование её последующего состояния, что привело к широкому применению данной методики для исследования динамики намагниченности [26]. При воздействии мощного импульса накачки на магнитную среду возможно три основных механизма возмущения состояния намагниченности: нагрев за счёт поглощения энергии лазерного импульса, сопровождающийся разупорядочением; изменение магнитной анизотропии среды импульсом накачки, смещающее равновесное направление намагниченности [115]; изменение намагниченности за счёт обратного эффекта Фарадея (Коттона-Мутона) при воздействии циркулярно(линейно)-поляризованной накачкой [116, 117]. Отметим, что последний механизм является следствием когерентного, а не теплового взаимодействия накачки с средой, в то время как изменение анизотропии может происходить как за счёт повышения температуры, так и нетермальным образом. Регистрация состояния системы, как правило, производится при измерении вызванного импульсом накачки изменения в величине магнитооптического эффекта Керра или Фарадея при взаимодействии импульса зондирующего излучения с магнитной средой. В то же время, в ряде случаев дополнительная информация может быть получена при использовании других магнитооптических эффектов, например, генерации магнитоиндуцированной второй гармоники или магнитного линейного двулучепреломления [118].
В металлических ферромагнитных структурах при взаимодействии с лазерным импульсом накачки за счёт значительного поглощения преобладают термальные механизмы изменения состояния намагниченности [26]. Первые исследования динамики намагниченности с субпикосекундными лазерными импульсами были проведены Борпэром с соавторами в никеле [119] и позже Кампфратом с соавторами в железе [120]. В этих работах был установлен общий вид зависимости: сверхбыстрое (субпикосекундное) размагничивание с последующим более медленным (характерное время порядка 10 пс) восстановлением. Было показано, что для никеля время термализации электронов составляет 260 фс, в то время как для спиновой системы максимум температуры наступает при времени 2 пс. В последующей работе с применением генерации магнитоиндуцированной ВГ [121] наблюдался схожий вид динамики, однако не было подтверждено указанное различие динамик электронной и спиновой температур. Несмотря на расхождения можно утверждать, что на временах меньших 1 пс наблюдалось размагничивание, существенно более быстрое чем можно ожидать из взаимодействия спиновой системы с решеткой – вместо этого происходит сверхбыстрый нагрев электронной системы с пропорциональным ему изменением намагниченности. Отдельно стоит отметить, что на столь малых временах структура является сильно неравновесной что делает неверным допущение о линейности магнитооптического отклика по намагниченности [122]. Аналогичные случаю с Ni и Fe результаты были получены при исследовании динамики намагниченности в плёнках кобальта толщиной 10 нм, имеющих плоскостную легкую ось намагничивания (рис. 1.14) [123]. При феноменологическом подходе динамику намагниченности в металлах удобно описывать при помощи так называемой трёхтемпературной модели [26]. При этом подходе структура представляется в виде трех взаимодействующих резервуаров: спиновый, электронный и решеточный, каждому из которых приписывается своя температура.
Исследование нелинейных свойств методом генерации второй гармоники
Экспериментальные данные хорошо соответствуют зависимости sin2(3), что соответствует симметрии типа 3, присущей треугольным частицам. Нулевое азимутальное положение соответствует поляризации накачки вдоль основания треугольника (ось OY). Сдвиг азимутальных зависимостей для параллельных и скрещенных поляризаций накачки и гармоники подтверждает, что наблюдаемые зависимости обусловлены анизотропией структуры. Наличие изотропного фона может объясняться гиперрелеевским рассеянием на частоте ВГ на неоднородностях структуры. На рис. 3.10 представлены анизотропные зависимости ГВГ при использовании циркулярно поляризованной волны накачки. Наличие трех максимумов на изотропном фоне подтверждает вывод о типе симметрии структуры, влияющем на нелинейную восприимчивость (см. раздел 3.3.3).
Стоит отметить, что, хотя форма каждой частицы соответствует правильному треугольнику, массив частиц имеет квадратную решетку, при этом, как размер структуры, так и период решетки превышают длину волны ВГ. Эти особенности не позволяют рассматривать структуру в точности как поверхность с симметрией 3, однако, исходя из измеренной анизотропии ВГ, при дальнейшем анализе нелинейных магнитооптических 300
Азимутальная зависимость интенсивности ВГ, прошедшей через образец, при нормальном падении лазерного излучения. Детектировалась линейно поляризованная волна ВГ для левой (чёрные квадратики) и правой (красные кружки) поляризации волны накачки. Нулевое азимутальное положение соответствует ориентации, при которой сторона треугольной структуры параллельна электрическому полю волны ВГ. Сплошные линии соответствуют аппроксимации экспериментальных данных. эффектов мы будем считать, что симметрия структуры определяется формой единичной частицы.
Магнитоиндуцированные нелинейно-оптические эффекты исследовались путем регистрации ВГ, отраженной от образца, при приложении экваториального магнитного поля. При этом образец располагался в двух положениях: в положении, когда магнитное поле совпадало с осью симметрии структуры, и в перпендикулярном положении. Такая геометрия позволяла формировать в структуре, соответственно, упорядоченные и разупорядоченные вихри намагниченности.
На рис. 3.11 показаны зависимости (петли гистерезиса) интенсивности ВГ от магнитного поля для двух перпендикулярных ориентаций образца при линейном p-поляризованном падающем излучении. Видно, что обе зависимости качественно совпадают с петлями гистерезиса, полученными в линейном отклике [98], и типичным зависимостям средней намагниченности от внешнего поля для структур с вихревой намагниченностью [86, 60]. При этом полученные
Зависимость интенсивности ВГ от магнитного поля для p-поляризованных волн накачки и ВГ при приложении магнитного поля вдоль стороны треугольной структуры. Линии соединяют экспериментальные точки, стрелки указывают направление обхода петли. петли не проявляют чувствительности к упорядоченности вихрей в структуре. Таким образом, данные результаты соответствуют наблюдению изменения средней (экваториальной) намагниченности в структуре, проявляющейся в модуляции интенсивности ВГ в результате нелинейного магнитооптического эффекта Керра (см. 1.3.2). При малых величинах эффекта изменение интенсивности ВГ можно считать пропорциональным намагниченности (при этом детектируемый суммарный отклик соответствует усредненной по структуре намагниченности). Заметим, что приведенные петли характеризуются одновременно незначительной коэрцитивностью и остаточной намагниченностью, в то время как при отличных от нулевого значениях внешнего поля гистерезис разнонаправленных ветвей значителен. Эта особенность связана с образованием в области малых внешних полей вихревого состояния, имеющего нулевую среднюю намагниченность, и последующей сменой этого состояния однородной намагниченностью при увеличении внешнего поля.
В то время как при использовании линейно поляризованной волны накачки эксперимент не проявляет чувствительности к направлению вихря намагниченности в структуре, данная особенность хорошо проявляется при использовании циркулярно поляризованной накачки. На рис. 3.12а,б представлены зависимости интенсивности p-поляризованного излучения ВГ от магнитного поля для двух различных циркулярных поляризаций падающей волны при условии, что направление прикладываемого магнитного поля перпендикулярно оси симметрии структуры. Видно, что полученные петли качественно отличаются от соответствующих зависимостей в случае линейно поляризованной накачки. Наиболее явное отличие состоит в том, что петля имеет ненулевую толщину в отсутствии внешнего поля - то есть интенсивность ВГ отлична для ветвей, соответствующих разным направлениям обхода при нулевом внешнем поле (и соответствующей ему нулевой средней намагниченностью). В то же время заметим, что разные ветви соответствуют разным направлениям возникших вихрей (в случае, когда вихри упорядоченны), а в отсутствие внешнего поля абсолютная величина тороидного момента, которым характеризуется вихревое состояние, максимальна.
Чтобы удостовериться, что описанный эффект связан с наличием среднего по структуре тороидного момента, была измерена зависимость, аналогичная представленной на рис. 3.12а, но с приложением магнитного поля вдоль оси симметрии образца (в данном эксперименте геометрия магнитного поля оставалась экваториальной, а азимутальное положение образца изменялось на 90). Эта зависимость представлена на рис. 3.12в. Видно, что при отсутствии внешнего поля ветви разных направлений совпадают а зависимость интенсивности ВГ от внешнего поля пропорциональна средней намагниченности в среде, что объясняется отсутствием макроскопического вихревого состояния из-за симметрии выбранной геометрии по отношению к направлению внешнего поля. Таким образом, полученные результаты позволяют утверждать, что при использовании циркулярно поляризованного излучения накачки проявляется вклад в нелинейно-оптический отклик, позволяющий различать направления возникающего в структуре усредненного вихревого состояния.
Магнитоиндуцированные эффекты в ВГ
Проанализируем полученные выражения. Прежде всего заметим, что поскольку в экспериментах реализовывался случай малого угла падения, нас прежде всего будут интересовать акустооптические эффекты, приводящие к повороту оптического поля в плоскости XY. В силу 4.10 за такой поворот отвечают недиагональные компоненты АВху = АВух или разность диагональных компонент АВХХ АВуу. Заметим, что для акустической волны, распространяющейся в плоскости образца (kz = 0) даже в отсутствии налагавшегося ранее условия uz = 0 выполняется Szz = 0. Тогда из 4.18 видно, что поперечная акустическая волна, смещение в которой перпендикулярно поверхности образца приводит к появлению компонент Д 5 = ABXZ и ABQ = AByz что в линейном приближении не даёт обсуждаемого поворота поляризации в плоскости XY. Таким образом обосновано рассмотрение лишь продольных и поперечных волн, вектор смещения в которых лежит в плоскости образца.
До этого момента не рассматривался особый вид акустических возбуждений-поверхностные акустически волны (ПАВ) [149, 127]. Такие волны распространяются в поверхностной области (глубиной порядка длины волны) и имеют как продольную, так и поперечную (вне плоскости) компоненты смещения. Рассматривая эти компоненты смещения по-отдельности приходим к выводу, что поперечная составляющая, как обсуждалось выше, не вносит вклад в интересующий нас поворот, а продольная даёт эффект не отличимый от объемной продольной волны, однако распространяется с отличной скоростью с.
Рассмотрим случай, когда вектор оптического поля сонаправлен с осью ОХ (более строго, вектор Е лежит в плоскости XZ, однако будем пренебрегать z-компонентами в связи с малостью угла падения зондирующего излучения в эксперименте). Это не ограничивает общности рассмотрения, поскольку при выводе 4.19, 4.20 мы не вводили выделенных направлений. Угол а теперь будет соответствовать углу между Е и волновым вектором к акустической волны. При таком выборе системы координат, поворот плоскости поляризации зондирующего излучения связан исключительно с наличием недиагональных компонент АВху = АВух (см. 4.6). Таким образом, получаем, что в случае продольной акустической волны угол ППП определяется как
Как было указано выше, наличие слабозатухающих осцилляций на указанном временном промежутке связанно с селекцией акустических возбуждений периодической решеткой металлических частиц. Следовательно, могут существовать две моды: с волновым векторами &і-вдоль диагонали решетки и &2-вдоль стороны (рис. 4.10), причем к\ = hij\J2. В то же время, в эксперименте мода с более низкой частотой, которая должна соответствовать к\ проявляется (рис. 4.7) когда угол ф между вектором Е зондирующего излучения и стороной решетки составляет 45. То есть Е \\ к\ что означает а А = 0. Из выражений 4.21, 4.22 видно что в случае а А = 0 поворот ф для продольной волны отсутствует, в то время как для поперечной является максимальным. Аналогично при поляризации зондирующего излучения вдоль стороны решетки ф = 0 или ф = 90 мы наблюдаем высокочастотную моду &2 и опять ад = 0 что соответствует поперечной акустической волне.
Исходя из определённых ранее частот f\ = 4.1 ГГц, /2 = 6.3 ГГц и периода решетки а = 1,4 мкм можно определить скорость распространения акустической волны с = /2 з.( /іл/2) = 8.8 км/с. Это значение существенно выше скорости звука в плавленом кварце как для продольной волны (5,9 км/с) так и поперечной (3,8 км/с) [149]. Для ПАВ скорость меньше как скорости продольных волн, так и поперечных. Таким образом, можно заключить, что наблюдаемые осцилляции связаны с возбуждением поперечной волны более высокой гармоники, при которой а = 2Л, а неточное совпадение с со значением скорости поперечных волн связано с наличием кобальтовых частиц на слое кварца. Заметим, что в подобных экспериментах раннее также наблюдалась вторая гармоника акустической волны [126], однако отсутствие первой гармоники требует дополнительного объяснения. Возможной причиной может быть то, что в эксперименте акустическая волна в подложке не возбуждается напрямую быстрым импульсом накачки. Как обсуждалось в разделе 4.3.2 передача подложке энергии, поглощенной из импульса накачки происходит после того, как сначала нагревается металлическая частица, внутри неё возникает собственное акустическое возбуждение и успевает затухнуть. Можно предположить, что на данном этапе частицы работают как акустический фильтр высоких частот, и не дают эффективно возбудиться в подложке фононам с длиной волны значительно превышающей диаметр металлической частицы.
В работе была изучена динамика поворота плоскости поляризации оптического излучения, отраженного от двумерного массива металлических магнитных частиц на диэлектрической подложке. Исследования проводились путем возмущения состояния структуры мощным импульсом накачки и детектирования индуцированного им изменения поляризации при отражении зондирующего излучения, падающего на образец с определенной временной задержкой.
Было показано, что динамика наведенной импульсом накачки анизотропии формируется четырьмя различными эффектами. Соответствующие этим эффектам физические процессы протекают с разными скоростями, поэтому динамика отклика последовательно исследовалась на разных временных масштабах. В порядке возрастания времени задержки от импульса накачки, сначала (на субпикосекундных временах) определяющую роль играет нелинейное взаимодействие импульсов накачки и зондирующего излучения на кубической восприимчивости среды. Затем на временах порядка сотен пикосекунд наблюдается модуляция наведенной в диэлектрике долгоживущей анизотропии акустическими модами, возбуждёнными внутри металлических частиц с частотой 8 ГГц. На больших временах ( 400 пс) энергия передаётся акустическим фононам в подложке, которые влияют на поляризацию зондирующего излучения посредством фотоупругого взаимодействия. При этом массив металлических частиц играет роль периодической решетки источников, наличие которой обуславливает частотную селекцию двух мод фононов c частотами 6,3 и 4,1 ГГц. В дополнение к этим процессам, импульс накачки также возмущает магнитное состояние системы, которое влияет на поворот плоскости поляризации отраженного зондирующего излучения посредством меридионального магнитооптического эффекта Керра. При этом наблюдается сначала сверхбыстрое (быстрее 1 пс) размагничивание структуры с последующим восстановлением намагниченности, на временах, определяемых термализацией металлических частиц и подложки ( 150 пс).