Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Общие вопросы оптики и магнитооптики плазмонных структур 12
1.1 Плазмон-поляритоны 12
1.1.1 Поверхностные плазмон-поляритоны на плоской границе раздела металл / диэлектрик 13
1.1.2 Возбуждение поверхностных плазмон-поляритонов 17
1.1.3 Локализованные плазмон-поляритоны в металлических наночастицах 20
1.2 Магнитооптические эффекты в однородных и структурированных
материалах 21
1.2.1 Магнитооптические эффекты в однородных материалах 21
1.2.2 Магнитооптические эффекты в магнитофотонных кристаллах 26
1.2.3 Магнитооптические эффекты в плазмонных структурах
1.3 Фотовозбуждение электронов металла лазерным импульсом 30
1.4 Активная плазмоника
1.4.1 Изменение свойств плазмон-поляритонов при фотовозбуждении электронов металла 37
1.4.2 Изменение свойств плазмон-поляритонов во внешнем магнитном поле 38
1.4.3 Акустическая модуляция свойств плазмон-поляритонов 39
1.5 Численный метод расчета оптического отклика периодических слоистых сред 41
Глава 2. Взаимодействие импульсов плазмон-поляритонов при фотовозбуждении электронов металла 45
2.1 Процессы фотовозбуждения и термализации электронов металла при распространении импульса поверхностных плазмон-поляритонов 46
2.2 Теоретическое описание динамики импульсов плазмон поляритонов накачки и сигнального в приближении медленно меняющейся амплитуды 50
2.3 Выбор оптимальных параметров для эффективного взаимодействия импульсов поверхностных плазмон-поляритонов 54
2.4 Феноменологический анализ изменений длительности импульсов плазмон-поляритонов 57
2.5 Изменение длительности плазмонных импульсов и задержки между ними 60
Выводы к главе 64
Глава 3. Резонансное усиление магнитооптических эффектов при возбуждении плазмон-поляритонов 66
3.1 Обратный эффект Фарадея при распространении поверхностных плазмон-поляритонов 66
3.2 Особенности экваториального эффекта Керра в магнитоплазмонных кристаллах 71
3.3 Усиление магнитооптических эффектов в магнитофотонных кристаллах с плазмонной решеткой 76
3.3.1 Структура исследуемых магнитофотонных кристаллов с плазмонным покрытием 76
3.3.2 Экспериментальная установка для измерения магнитооптических эффектов 79
3.3.3 Методика измерений эффекта Фарадея 81
3.3.4 Методика измерений экваториального эффекта Керра 83
3.3.5 Оптические характеристики исследуемых магнитофотонных кристаллов с плазмонным покрытием 83
3.3.6 Магнитооптические эффекты в исследуемых магнитофотонных кристаллов с плазмонным покрытием 89
Выводы к главе 96
Глава 4. Акустическое управление поверхностными плазмон-поляритонами 97
4.1 Взаимодействие акустической волны и оптических мод плазмонной решетки 98
4.1.1 Распространение акустической волны в сверхрешетке 98
4.1.2. Акустическая модуляция параметров структуры 99
4.2 Методика расчета 103
4.3 Особенности взаимодействия оптических мод плазмонной решетки и акустической волны 105
4.3.1 Модуляции коэффициента отражения при возбуждении поверхностных плазмон-поляритонов 105
4.3.2 Модуляции коэффициента отражения при возбуждении локализованных плазмон-поляритонов и щелевых мод 109
Выводы к главе 113
Заключение 114
Список публикаций по теме диссертации 116
Список литературы
- Магнитооптические эффекты в магнитофотонных кристаллах
- Теоретическое описание динамики импульсов плазмон поляритонов накачки и сигнального в приближении медленно меняющейся амплитуды
- Экспериментальная установка для измерения магнитооптических эффектов
- Распространение акустической волны в сверхрешетке
Магнитооптические эффекты в магнитофотонных кристаллах
Для металлов значения и лежат в ультрафиолетовой области [8,9]. Поэтому для металлов в ближнем ИК и видимом диапазоне частот выполняется условие є 0. При этом типичные значения є І для металлов по порядку величины составляют 101, например, при длине волны 800 нм экспериментально полученные значения є составляют для золота AU=-26,3, для серебра Ag= -26,9, для меди є Си= -26,3 [10]. Характерный вид дисперсионной зависимости (1.3) для поверхностных плазмон-поляритонов на границе раздела металл-воздух с учетом (1.6) представлен на Рис. 1.2.
Поверхностные плазмон-поляритонны обладают рядом свойств, отличающих их от объемных электромагнитных волн.
Во-первых, волновое число поверхностного плазмон-поляритона больше волнового числа фотона в свободном пространстве к0=со/с при одинаковой частоте (Рис. 1.2). Это означает, что длина волны поверхностного плазмона меньше длины волны фотона той же частоты. Также следствием неравенства волновых векторов является невозможность возбуждения поверхностного плазмона обычными фотонами (на дисперсионной диаграмме рис. 1.3 нет пересечения линий для поверхностных плазмон-поляритонов и со = ftc). Поэтому на практике применяют специальные методы возбуждения поверхностных плазмон-поляритонов (см. далее).
Во-вторых, поверхностные волны могут иметь только ТМ поляризацию, а вектор напряженности электрического поля кроме компоненты Ez, перпендикулярной границе раздела, имеет компоненту Ex, параллельную направлению распространения поверхностного плазмона (Рис. 1.3). При этом из (1.1) и (1.2) следует, что в поверхностных электромагнитных волнах компоненты Ex и Ez смещены друг относительно друга по фазе на /2.
В-третьих, поверхностные плазмоны являются сильно локализованными вблизи границы раздела сред (Рис. 1.4). Эта локализация возникает из-за того, что у поверхностных плазмонов z-компоненты волнового вектора (1.4) являются чисто мнимыми величинами, в результате чего поля спадают экспоненциально по мере удаления от границы раздела (Рис. 1.4).
Из-за наличия затухания в металле амплитуда поверхностных плазмонов уменьшается вдоль направления распространения. В случае не очень больших , длина распространения поверхностных плазмонов lprop (расстояние, на котором интенсивность плазмона уменьшается в е раз) может быть найдена из мнимой части волнового числа поверхностного плазмона:
Взаимная ориентация векторов электрического и магнитного полей в поверхностной электромагнитной волне. Рис. 1.4. Распределение поглощенного тепла, пропорциональное локальной интенсивности электромагнитного поля поверхностного плазмон-поляритона,, в золотой одномерной решетке, рассчитанное методом конечных элементов в пространственно-временной области [11].
Как видно из дисперсионных соотношений (1.3) и (1.4), обе эти характеристики в сильной степени зависят от частоты плазмон-поляритона. Поверхностные плазмоны с частотой, близкой к плазменной частоте электронов в металле соp, имеют высокую локализацию вдоль оси z и очень малую длину распространения из-за потерь, которые всегда присутствуют в реальных металлах. Выражения (1.7) и (1.8) дают следующие оценки длин распространения и глубин проникновения: для поверхностных плазмонов на плоской границе серебро-воздух на частоте, соответствующей длине волны фотона в вакууме X = 450 нм lprop= 16 мкм и dd= 180 нм; на частоте, соответствующей длине волны фотона в вакууме X = 1,5 мкм lprop = 1080 мкм и 3d = 2,6 мкм. В целом существует закономерность - чем сильнее локализация поверхностного плазмона, тем меньше длина его распространения. В металле глубина проникновения дm и степень локализации остается приблизительно равной 20 нм в широком диапазоне частот [1-5,12].
Из выражения (1.3) следует, что волновой вектор объемной электромагнитной волны в диэлектрике k0Jsd меньше волнового вектора ППП на коэффициент yjsml(єd + єm) \, и прямое преобразование фотона в ППП невозможно для случая гладкой границы раздела металл-диэлектрик. Поэтому для возбуждения ППП на практике применяют специальные методы возбуждения ППП, чтобы выполнялось условие фазового синхронизма для фотона и ППП: . Это достигается, например, при эффекте нарушения полного внутреннего отражения (геометрии Кретчманна (Рис. 1.5(а)) и Отто (Рис. 1.5(б)) или при дифракции на решетке (Рис. 1.5(в)).
В геометрии Кретчманна свет на металлическую пленку падает через диэлектрическую призму с проницаемостью є є под углом в большим, чем угол полного внутреннего отражения [13]. При этом условие фазового синхронизма для ППП /3 = kQ psm(0) будет выполняться. Тогда в угловом спектре коэффициента отражения наблюдается ярко выраженный провал, связанный с туннелированием света и возбуждением ППП на нижней границе металлической пленки. Так как туннелирование происходит через металл, то метод Кретчманна эффективен для пленок толщиной не более 80 нм, при больших толщинах эффективность возбуждения ППП значительно падает.
Теоретическое описание динамики импульсов плазмон поляритонов накачки и сигнального в приближении медленно меняющейся амплитуды
Если один из слоев в периоде одномерного ФК или дополнительный слой как дефект ФК обладает магнитооптической активностью, то такой ФК принято называть магнитофотонным кристаллом (МФК) [50,53,54]. Благодаря сильной локализации света внутри магнитных слоев или дефектов в МФК происходит значительное усиление магнитоооптических эффектов.
Например, усиление эффектов Фарадея и Керра экспериментально наблюдалось для одномерных МФК, представляющих из себя тонкую магнитную гранатовую пленку, расположенную между двумя диэлектрическими брэгговскими зеркалами [50,53–61]. При этом пик угла Фарадея совпадает наблюдается на той же длине волны, что и пик пропускания структуры, связанный с наличием дефекта в МФК (Рис. 1.13). Также усиление эффекта Фарадея наблюдается на краях фотонной запрещенной зоны для многослойных структур типа (немагнитный диэлектрик / магнитный диэлектрик)n [62].
Значительное усиление и спектральная узость магнитооптических эффектов в МФК по сравнению с однородными магнитными используются, в частности, для создания высокочувствительных биосенсоров и детекторов магнитного поля [63– 66]. полученное при помощи сканирующего электронного микроскопа; (б) спектры пропускания (круги – экспериментальные данные, сплошная лини – теоретический расчет) и угла Фарадея (сплошные круги – экспериментально измеренный спектр угла Фарадея для пленки Bi:YIG без диэлектрических бреговских зеркал, пустые круги – экспериментально измеренный спектр угла Фарадея для МФК, сплошная линия – теоретический расчет для МФК, изображенного на рис.(а). Для МФК наблюдается 10-кратное увеличение угла Фарадея по сравнению со случаем уединенной магнитной пленки [53,54].
В первых работах, в которых исследовалось влияние возбуждения ППП на величину магнитооптических эффектов, рассматривалось распространение ППП вдоль гладкой границы ферромагнитной пленки [67,68], помещенной во внешнее магнитное поле. При этом наблюдались изменения волнового вектора ППП при неизменной ТМ-поляризации поверхностной волны.
Экваториальный эффект Керра имеет ярко выраженные резонансы в спектре при возбуждении плазмон поляритонов. Это связано с тем, что при перемагничивании структуры происходит изменение дисперсии плазмона и, как следствие, спектральное смещение положения оптического резонанса. Так как при возбуждении плазмона спектр отражения/пропускания имеет большую крутизну (большое значение производной I/, Рис. 1.6), то величина ЭЭК =I/I также увеличивается по сравнению с нерезонансным случаем.
Наиболее эффективное усиление ЭЭК наблюдалось при возбуждении ППП с большой длиной распространения [69]. В других работах предлагались многослойные системы, состоящие из благородного и ферромагнитного металлов: благодаря включению благородного металла с малыми оптическими потерями увеличивается длина распространения ППП (1.7), а ферромагнитный металл проявляет магнитоооптические свойства [70,71]. В таких структурах усиление ЭЭК составило порядка нескольких раз по сравнению с неплазмонным случаем. Другим подходом к усилению ЭЭК является использование структуры из ферромагнитного диэлектрика и благородного металла, что уменьшает оптические потери и приводит к еще большему усилению ЭЭК. Этот подход к усилению магнитооптических эффектов в плазмонных структурах представлен, например, в работах [72-74]. Авторами предлагаются магнитоплазмонные структуры, состоящие из слоя ферромагнитного диэлектрика висмут-замещенного феррит граната (bismuth iron garnet, BiIG), покрытого периодически перфорированной золотой пленкой. В таких структурах при возбуждении ППП на границе золото-BiIG не только наблюдается увеличение пропускания структуры за счет экстраординарного прохождения света при возбуждении ППП [75], но и усиление магнитооптических эффектов Фарадея и Керра.
Помимо структур, содержащих только гладкие пленки, для усиления ЭКК также предлагалось использовать более сложные структуры, содержащие магнитные слои и периодически расположенные плазмонные металлические элементы (Рис. 1.14). Такие структуры принято называть магнитоплазмонными кристаллами, по аналогии с МФК [73].
Резонансное усиление ЭЭК наблюдалось для одномерных решеток из кобальта, железа и никеля (Рис. 1.14(а)). В случае таких решеток длина распространения ППП не превышает нескольких мкм для оптических частот. Но тем не менее эта длина составляет несколько периодов структуры, что приводит к эффективному возбуждению ППП в решетке и усилению за счет этого ЭЭК в несколько раз по сравнению со случаем гладких ферромагнитных пленок [76-78]. Резонансное усиление ЭЭК также наблюдалось при взаимодействии локализованных и распространяющихся ППП в системе плазмонных наночастиц (Рис. 1.14(в)) [79].
Также при возбуждении ППП резонансно увеличивается эффект Фарадея. Первые экспериментальные исследования, посвященные изучению эффекта Фарадея и Керра при возбуждении ППП в гладких металлических пленках, проведены в начале 1970-х годов [80]. В недавних работах рассматривались периодические металл-диэлектрические структуры [81,82]. Эффект Фарадея в таких структурах усиливается на порядок по сравнению со случаем гладких
Примеры различных типов магнитоплазмонных кристаллов: (а) одномерно периодические структуры (решетки) из благородных и ферромагнитных металлов [74], (б) двумерно периодическая никелевая решетка – схематическое и СЭМ изображения [76], (в) золотые плазмонные частицы на трехслойной структуре золото/кобальт/золото [79], (г) двумерный плазмонный кристалл из никелевой структуры на подложке из золота -схематическое и АСМ изображения [77]. пленок. Также эффект Фарадея и его усиление были изучены при прохождении света через структуры, в которых возбуждались локализованные плазмонные резонансы [83,84].
Принципы усиления магнитооптических эффектов при возбуждении ППП могут быть использованы, например, для улучшения чувствительности различных сенсоров: локальной намагниченности [85], биосенсоров [86] и других [87].
Экспериментальная установка для измерения магнитооптических эффектов
Для описания взаимодействия двух импульсов ППП в работе использован метод медленно меняющейся амплитуды. Основы метода изложены для случая распространения лазерных импульсов в оптических волокнах в работе [143] и для взаимодействия пучков и импульсов ППП, распространяющихся вдоль границы металла и нелинейного диэлектрика, в работах в [144,145]. Из уравнений Максвелла с учетом нелинейной поляризуемости среды получается волновое уравнение [146]: поляризация среды, Р! - ее линейная часть, Рп1 - нелинейная часть, которая определяется влиянием импульса накачки на диэлектрическую проницаемость металла.
При решении уравнения (2.3) предполагается, что, во-первых, Рп1 « (Р , то есть импульс накачки создает малое возмущение поляризации среды; во-вторых, поляризация импульса ППП при распространении сохраняется и можно использовать скалярный подход; в-третьих, импульсы ППП квазимонохроматические, т.е. их спектр с центральной частотой COJ имеет ширину со такую, что co/coj 1. Так как в оптическом диапазоне частот со}- 1015 с"1, то последнее соотношение справедливо для импульсов с длительностями не менее 10 фс. и описывает поляризацию и структуру импульса ППП на центральной частоте COJ, ех и ez единичные векторы вдоль осей х и z соответственно; Aj(x, t) - медленно меняющаяся функция времени по отношению к периоду колебаний электромагнитного поля ППП; p0j - постоянная распространения импульса на частоте COJ в отсутствие индуцированной неоднородности єт, jj - компонента волнового вектора ППП, перпендикулярная границе раздела металл-воздух; индекс і = «р» для величин, относящихся к импульсу накачки, и j = «s» - к сигнальному. Линейную и нелинейную части поляризации среды Pl и Pnl можно выразить подобно (2.4). Для медленно меняющейся амплитуды возмущения Рп1 справедливо выражение
Для вывода уравнения для медленно меняющихся амплитуд Aj(x,t) импульсов нужно учесть дисперсию их групповых скоростей, затухание импульсов при распространении и изменение диэлектрической проницаемости металла, вызванное импульсом накачки. При этом можно пренебречь влиянием слабого сигнального импульса на процесс фотовозбуждения электронов.
Используя представления для Р/ и Рпї как функций с медленно меняющимися амплитудами и подставляя их в (2.3), получаем, что Фурье-компоненты медленно меняющихся амплитуд А (х,со-со0) = \ A (x,t)el(a aj)tdt удовлетворяют Р (со) = J30 (со) + AJ3 , (2.9) где /3oj{& )- волновое число плазмон-поляритона при отсутствии фотовозбуждения электронов (1.3), А/3 - его изменение вследствие фотовозбуждения электронов импульсом накачки. В первом порядке теории возмущений А/3 рассчитывается как малое возмущение /30j и имеет вид
Стоит отметить, что компоненты волнового вектора ППП, перпендикулярные границе металла у,, также испытывают изменение при фотовозбуждении электронов металла импульсом накачки, что должно приводить к изменению профиля импульсов Fj(z) согласно (2.5) и, вообще говоря, к более сложной зависимости J3J(CQJ,X,T). Однако изменениями у, можно пренебречь: во-первых, возникающие при этом эффекты, связанные с изменением площади перекрытия огибающих импульсов, малы по сравнению с эффектами, связанными с десятикратным затуханием импульсов при распространении; во-вторых, изменения профиля огибающей импульса F}{z) влияет на его дисперсию только во втором порядке теории возмущений [143], и, следовательно, им можно пренебречь.
В выражении (2.11) отношение Аєт/є имеет величину 10"3..10"4, так как типичные относительные изменения диэлектрической проницаемости при фотовозбуждении электронов металла єт/єт не превышают нескольких процентов и проницаемость етзолота на оптических частотах составляет -10...-30. Отношение 02/ k02 составляет порядка единицы. Следовательно, соотношение АД «Д справедливо, и применение теории возмущений оправдано. Тогда разложение Pj{co) в ряд Тейлора в окрестности Сб», выглядит следующим образом:
Решение и анализ уравнений (2.13) и (2.14) проводились для гладкой границы золото-воздух, чтобы исключить возможность нелинейных эффектов в диэлектрике при распространении импульса накачки большой интенсивности. Расчеты зависимостей групповой скорости импульсов ППП ugl(X) и ее коэффициента дисперсии D(X), проведенные с использованием выражения (1.3) для волнового числа /? и описания диэлектрической проницаемости sm(X) формулой Друде (1.6), представлены на Рис. 2.4. Из зависимостей видно, что в рассматриваемом диапазоне длин волн D 0, а групповая скорость растет с увеличением длины волны.
Расчет дисперсии величины с учетом зависимостей для действительной и мнимой частей m (1.13) показывает, что может принимать как положительные, так и отрицательные значения (Рис. 2.5). Максимальные изменения волнового числа ППП происходят вблизи межзонного перехода электронов с d-уровня на уровень Ферми в золоте при длинах волн, близких к 520 нм. Однако, в спектральном диапазоне 500-600 нм ППП имеют сравнительно малую длину распространения (порядка 10 мкм), что усложняет экспериментальное наблюдение взаимодействия импульсов. Также из Рис. 2.5 видно, что при длинах волн, меньших 600 нм, значительно увеличивается мнимая часть величины и, следовательно, затухание ППП. При длинах волн, больших 600 нм, становится незначительным влияние изменений на дисперсию ППП. Таким образом, случай, когда центральные длины волн обоих импульсов равняются 600 нм, является наиболее подходящим для экспериментального наблюдения взаимодействия импульсов ППП посредством фотовозбуждения электронов металла. Стоит отметить, что выбор равных длин волн обоих импульсов обусловлен также следующими рассуждениями. Если расстройка групповых скоростей импульсов велика, то время взаимодействия импульсов уменьшается, и такое взаимодействие слабо влияет на динамику сигнального импульса. Если групповые скорости сигнального импульса и импульса накачки слабо различаются, то время их взаимодействия достаточно, чтобы сигнальный ППП получил достаточно большую фазовую модуляцию.
Максимальное изменение температуры электронов при расчетах динамики импульсов считалось равным Те = 8000 К. Данное значение величины Те при использовании импульса ППП в качестве накачки может достигаться при возбуждении ППП лазерными импульсами с плотностью энергии Ф0 1,5 мДж/см2. Такая оценка получена из следующих соображений. Изменение температуры Те пропорционально доле энергии импульса, поглощенной в металле и, таким образом, коэффициенту поглощения, т.е. Те ФдА, А -оптический коэффициент поглощения ППП, пропорциональный Г = Im[Щ. В экспериментальной работе [123] изменение температуры электронов Те составило 3500 К при использовании импульсов ППП с центральной длиной
Распространение акустической волны в сверхрешетке
На Рис. 3.9 представлена схема экспериментальной установки для измерения магнитооптических эффектов. В качестве источника света использовалась галогенная лампа, имеющая непрерывный спектр в диапазоне длин волн 360-2400 нм. Свет от лампы с помощью ахроматического дублета Л1 с фокусным расстоянием 75 мм фокусировался на pin-hole диафрагме Д1 диаметром 100 мкм для создания точечного источника излучения с однородным распределением интенсивности. Далее свет коллимировался ахроматическим дублетом Л2 с фокусным расстоянием 150 мм и проходил через ирисовую диафрагму Д2 с регулируемым диаметром 12-0,7 мм для уменьшения угловой апертуры фокусируемого на образец пучка менее 0,5о. После прохождения диафрагмы Д2 световой пучок фокусировался ахроматическим дублетом Л3 с фокусным расстоянием 150 или 300 мм на образец, расположенный между полюсами электромагнита ЭМ.
Схема экспериментальной установки для измерений магнитооптических эффектов в прохождении в экваториальной конфигурации намагниченности. Условные обозначения: Д – диафрагмы, Л – ахроматические дублеты, П – поляризатор, А – анализатор, С – спектрограф, ЭМ – электромагнит, БП – блок питания, ПК – компьютер. Подробные характеристики всех частей установки приведены в тексте. Дублет Л3 с фокусным расстоянием 150 мм использовался в конфигурации для измерений экваториального эффекта Керра, когда плоскость падения света перпендикулярна оси катушек ЭМ и, соответственно, вектору индукции внешнего магнитного поля. Дублет Л3 с фокусным расстоянием 300 мм использовался в конфигурации для измерений эффекта Фарадея, когда плоскость падения света параллельна оси катушек ЭМ. В результате световое пятно на образце имело диаметр около 150 мкм в полярной и 100 мкм в экваториальной конфигурациях, что меньше областей перфорации золота на исследуемом образце (Рис. 3.8(в)). Для фокусировки света на образец предпочтительнее использовать Л3 с меньшим фокусным расстоянием, чтобы получить изображение точечного источника Д1 на поверхности образца как можно меньшего диаметра, который определяется отношением фокусного расстояний Л2 к фокусному расстоянию Л3. Меньший диаметр светового пятна позволяет снизить влияние вариаций параметров золотой решетки внутри пятна, возможных царапин и других неоднородностей (Рис. 3.8(г)). Но размер ЭМ вдоль оси создаваемого магнитного поля составляет 420 мм, поэтому для измерения эффекта Фарадея использовался Л3 с фокусным расстоянием 300 мм. Однако, численные расчеты методом RCWA (Глава 1) показали, что величина угла Фарадея изменяется не значительно, менее уровня шума излучения от лампы, при вариации периода золотой решетки 1-2 нм. Поэтому использование Л3 с фокусным расстоянием 300 мм вместо 150 нм не влияет на результаты измерений. Для проверки условий фокусировки света на образце использовалась ПЗС-матрица камеры с USB-интерфейсом.
Ток через катушки ЭМ подавался биполярным блоком питания БП, управляемым с персонального компьютера ПК; значение силы тока пересчитывалось в значение индукции магнитного поля с коэффициентом 1,332 кЭ/А (градуировка проводилась производителем ЭМ). Максимально возможная сила тока для стабильных длительных измерений, когда ЭМ не перегревается и БП автоматически не ограничивает подаваемое на клеммы напряжение, составляет 2,5 А, что соответствует максимальной индукции магнитного поля 3,3 кЭ. Образец устанавливался на гониометре для изменения угла падения света в в диапазоне от -15 до +15; дополнительно гониометр крепился на три немагнитных линейных транслятора и имел возможность поворота вокруг вертикальной оси. Поляризация света задавалась пленочным поляроидом (П) c рабочим спектральным диапазоном 550-1500 мкм, рабочим диапазоном углов падения света -20о..+20о и коэффициентом экстинкции 10"5. После прохождения или отражения от образца свет коллимировался ахроматическим дублетом Л4 с таким же фокусным расстоянием, как и у Л3. В качестве анализатора А для измерений эффекта Фарадея после Л4 устанавливался второй поляроид. Далее пучок света ахроматическим дублетом Л5 с фокусным расстоянием 100 мм фокусировался на входную щель спектрометра С с детектором излучения на базе ПЗС-матрицы размером 2048х64-пикселей, работающей в спектральном диапазоне от 200 до 1100 нм. Дисперсионный элемент в спектрометре - дифракционная решетка с 600 штр/мм. Итоговое спектральное разрешение установки составило 0,4 нм и рабочий спектральный диапазон - от 550 нм до 1100 нм. Все оптические компоненты и ЭМ располагались на сотовой оптической плите толщиной 200 мм для снижения вибрационных помех.
Для измерения эффекта Фарадея свет от лампы проходил параллельно оси ЭМ и перпендикулярно поверхности образца. Поляризатор и анализатор устанавливались с поворотом на угол 45о друг относительно друга. При таком расположении П и А если плоскость поляризации света поворачивается за счет эффекта Фарадея (Глава 1) на угол р, то интенсивность, проходящая через А и попадающая на щель спектрометра равна:
Схема взаимной ориентации исследуемого образца, падающего излучения и внешнего магнитного поля при измерениях угла Фарадея: вектор индукции магнитного поля В и волновой вектор падающего излучения k0 перпендикулярны плоскости образца.
Считалось, что положительные значения угла ср соответствуют вращению плоскости поляризации по часовой стрелке. Для получения значения угла ср измерялись интенсивности света при противоположных направлениях внешнего магнитного поля I =I(+В) и I =I(-В), и, с учетом выражения (3.4), угол фарадеевского вращения ср вычислялся по формуле:
Стоит отметить, что при выбранной методике измерения формула (3.5) справедлива только в случае, когда угол Фарадея ср является действительной величиной, то есть при прохождении через намагниченный образец эллиптичность света остается равной нулю. В противном случае при измерениях следует учитывать и действительную, и мнимую части комплексного угла Фарадея (р = (р +і ср". Однако, измерения показали, что мнимая часть угла ср", описывающая эллиптичность прошедшего излучения, составляет порядка 10-5ср\ Поэтому, в дальнейшем рассмотрении принималось ср ср\ и использовалась формула (3.5).
