Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag

Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag

Приведены результаты экспериментального и теоретического исследования спектров экстинкции пленок AgCl-Ag с толщиной, необходимой для возбуждения предельной волноводной ТЕ₀-моды при облучении поляризованным лазерным светом λ₀ = 407 нм. Последовательно были исследованы спектры до и после облучения пле...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:
Bibliographische Detailangaben
Datum:2014
Hauptverfasser: Милославский, В.К., Агеев, Л.А., Резникова, В.М.
Format: Artikel
Sprache:Russian
Veröffentlicht: Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України 2014
Schriftenreihe:Физическая инженерия поверхности
Online Zugang:http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/102625
Tags: Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag / В.К Милославский.,Л.А. Агеев, В.М. Резникова // Физическая инженерия поверхности. — 2014. — Т. 12, № 1. — С. 89-99. — Бібліогр.: 23 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
id irk-123456789-102625
record_format dspace
spelling irk-123456789-1026252016-06-13T03:04:00Z Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag Милославский, В.К. Агеев, Л.А. Резникова, В.М. Приведены результаты экспериментального и теоретического исследования спектров экстинкции пленок AgCl-Ag с толщиной, необходимой для возбуждения предельной волноводной ТЕ₀-моды при облучении поляризованным лазерным светом λ₀ = 407 нм. Последовательно были исследованы спектры до и после облучения пленок. В каждом из двух случаев рассчитаны спектры пропускания и поглощения пленки с помощью формул, использующих модель эффективной диэлектрической проницаемости. Установлено, что спектр экстинкции состоит из двух слагаемых: спектра поглощения и спектра рассеяния. Показано, что после облучения спектр поглощения распадается на две полосы, которые различаются по дисперсии и форме и определяют дихроизм. Объяснен низкочастотный сдвиг спектрального провала в спектре рассеяния относительно провала в экспериментальном спектре экстинкции. Приведені результати експериментального і теоретичного дослідження спектрів екстинкції плівок AgCl-Ag з товщиною, необхідною для збудження граничної хвилеводною ТЕ₀-моди при опроміненні поляризованим лазерним світлом з λ₀ = 407 нм. Послідовно були досліджені спектри до і після опромінення плівок. У кожному з двох випадків розраховані спектри пропускання і поглинання плівки за допомогою формул, що використовують модель ефективної діелектричної проникності. Встановлено, що спектр екстинкції складається з двох доданків: спектрупоглинання та спектру розсіяння. Показано, що після опромінення спектр поглинання розпадається на дві смуги, які розрізняються по дисперсії і формі і визначають дихроизм. Пояснено низькочастотний зсув спектрального провалу в спектрі розсіяння відносно провалу в експериментальному спектрі екстинкції. The results of experimental and theoretical research of extinction spectra of the AgCl-Ag films with thickness required for the excitation of marginal ТЕ₀-mode when irradiated with polarized laser light with λ₀ = 407 nm. The spectra were investigated before and after irradiation of the films correspondingly. In each of the two cases the absorbance and transmittance spectra of the film were calculated by the formula using the model of the effective dielectric permittivity. It is established that the range of extinction consists of two components: the absorption and scattering spectra. It is shown that after the radiation the absorption spectrum is divided into two bands, which differ by the dispersion and the form and they determine the dichroism. The low-frequency spectral shift of the minimum of the scattering spectrum is explained relative to the minimum of the experimental spectra of extinction. 2014 Article Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag / В.К Милославский.,Л.А. Агеев, В.М. Резникова // Физическая инженерия поверхности. — 2014. — Т. 12, № 1. — С. 89-99. — Бібліогр.: 23 назв. — рос. 1999-8074 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/102625 535.32/58;539.216.2 ru Физическая инженерия поверхности Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
institution Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection DSpace DC
language Russian
description Приведены результаты экспериментального и теоретического исследования спектров экстинкции пленок AgCl-Ag с толщиной, необходимой для возбуждения предельной волноводной ТЕ₀-моды при облучении поляризованным лазерным светом λ₀ = 407 нм. Последовательно были исследованы спектры до и после облучения пленок. В каждом из двух случаев рассчитаны спектры пропускания и поглощения пленки с помощью формул, использующих модель эффективной диэлектрической проницаемости. Установлено, что спектр экстинкции состоит из двух слагаемых: спектра поглощения и спектра рассеяния. Показано, что после облучения спектр поглощения распадается на две полосы, которые различаются по дисперсии и форме и определяют дихроизм. Объяснен низкочастотный сдвиг спектрального провала в спектре рассеяния относительно провала в экспериментальном спектре экстинкции.
format Article
author Милославский, В.К.
Агеев, Л.А.
Резникова, В.М.
spellingShingle Милославский, В.К.
Агеев, Л.А.
Резникова, В.М.
Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag
Физическая инженерия поверхности
author_facet Милославский, В.К.
Агеев, Л.А.
Резникова, В.М.
author_sort Милославский, В.К.
title Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag
title_short Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag
title_full Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag
title_fullStr Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag
title_full_unstemmed Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag
title_sort фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках agcl-ag
publisher Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
publishDate 2014
url http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/102625
citation_txt Фотоиндуцированные спектры экстинкции в тонких волноводных пленках AgCl-Ag / В.К Милославский.,Л.А. Агеев, В.М. Резникова // Физическая инженерия поверхности. — 2014. — Т. 12, № 1. — С. 89-99. — Бібліогр.: 23 назв. — рос.
series Физическая инженерия поверхности
work_keys_str_mv AT miloslavskijvk fotoinducirovannyespektryékstinkciivtonkihvolnovodnyhplenkahagclag
AT ageevla fotoinducirovannyespektryékstinkciivtonkihvolnovodnyhplenkahagclag
AT reznikovavm fotoinducirovannyespektryékstinkciivtonkihvolnovodnyhplenkahagclag
first_indexed 2025-07-07T12:34:54Z
last_indexed 2025-07-07T12:34:54Z
_version_ 1836991586469150720
fulltext Милославский В. К., Агеев Л. А., Резникова В. М., 2014 © 89 УДК 535.32/58;539.216.2 ФОТОИНДУЦИРОВАННЫЕ СПЕКТРЫ ЭКСТИНКЦИИ В ТОНКИХ ВОЛНОВОДНЫХ ПЛЕНКАХ AgCl-Ag В. К. Милославский, Л. А. Агеев, В. М. Резникова Харьковский национальний университет имени В. Н. Каразина, Украина Поступила в редакцию 28. 02. 2014 Приведены результаты экспериментального и теоретического исследования спектров экстин­ к ции пленок AgCl­Ag с толщиной, необходимой для возбуждения предельной волноводной ТЕ0­моды при облучении поляризованным лазерным светом λ0 = 407 нм. Последовательно бы ли исследованы спектры до и после облучения пленок. В каждом из двух случаев рассчита­ ны спектры пропускания и поглощения пленки с помощью формул, использующих модель эф фективной диэлектрической проницаемости. Установлено, что спектр экстинкции состоит из двух слагаемых: спектра поглощения и спектра рассеяния. Показано, что после облучения спектр поглощения распадается на две полосы, которые различаются по дисперсии и форме и определяют дихроизм. Объяснен низкочастотный сдвиг спектрального провала в спектре рас­ се яния относительно провала в экспериментальном спектре экстинкции. Ключевые слова: фоточувстительная волноводная пленка; лазерный пучок; линейная по ля­ ри за ция; спектр экстинкции; спектр поглощения; дихроизм; эффективная диэлектрическая про ни цаемость. ФОТОІНДУКОВАНІ СПЕКТРИ ЕКСТИНКЦІЇ В ТОНКИХ ХВИЛЕВОДНИХ ПЛІВКАХ AgCl-Ag В. К. Милославський, Л. О. Агєєв, В. М. Рєзнікова Приведені результати експериментального і теоретичного дослідження спектрів екстинкції плі вок AgCl­Ag з товщиною, необхідною для збудження граничної хвилеводною ТЕ0­моди при опроміненні поляризованим лазерним світлом з λ0 = 407 нм. Послідовно були досліджені спе ктри до і після опромінення плівок. У кожному з двох випадків розраховані спектри пропу­ с кання і поглинання плівки за допомогою формул, що використовують модель ефективної ді електричної проникності. Встановлено, що спектр екстинкції складається з двох доданків: спе к тру поглинання та спектру розсіяння. Показано, що після опромінення спектр поглинан­ ня роз падається на дві смуги, які розрізняються по дисперсії і формі і визначають дихроизм. Поя сне но низькочастотний зсув спектрального провалу в спектрі розсіяння відносно про валу в експе риментальному спектрі екстинкції. Ключові слова: фоточутлива хвилеводна плівка; лазерній пучок; лінійна поляризація; спе ктр екстинкції; спектр поглинання; дихроїзм; ефективна діелектрична проникність. PHOTOINDUCED EXTINCTION SPECTRA IN THE THIN WAVEGUIDE AgCl-Ag FILMS V. K. Miloslavsky, L. A. Ageev, V. Rieznikova The results of experimental and theoretical research of extinction spectra of the AgCl­Ag films with thickness required for the excitation of marginal ТЕ0­mode when irradiated with polarized la ser light with λ0 = 407 nm. The spectra were investigated before and after irradiation of the films cor­ res pondingly. In each of the two cases the absorbance and transmittance spectra of the film were cal culated by the formula using the model of the effective dielectric permittivity. It is established that the range of extinction consists of two components: the absorption and scattering spectra. It is shown that after the radiation the absorption spectrum is divided into two bands, which differ by the dis persion and the form and they determine the dichroism. The low­frequency spectral shift of the mi nimum of the scattering spectrum is explained relative to the minimum of the experimental spectra of extinction. Keywords: photosensitive wavequide film; laser beam; linear polarisation; spectrum of extinction; absorbtion spectrum; dichroism; effective dielectric permittivity. ФОТОИНДУЦИРОВАННЫЕ СПЕКТРЫ ЭКСТИНКЦИИ В ТОНКИХ ВОЛНОВОДНЫХ ПЛЕНКАХ AgCl-Ag ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 190 ВВЕДЕНИЕ В последние десятилетия возник интерес к изу чению оптических свойств тонкопленоч­ ных периодических наноструктур металлов и полупроводников, содержащих дырки суб­ ми кронного размера, чему способствовала техника электроннолучевой литографии. При исследовании спектров таких струк­ тур [1—3] обнаружено аномально высокое про пускание резонансного типа, находящее­ ся в противоречии с ранней теорией дифрак­ ции света на субмикронных отверстиях [4]. Разнообразие спектров и их резонансный ха рактер вызвал дискуссию в научной лите­ ра туре относительно причин аномального про пускания. По одним данным основной при чиной является возбуждение поверхно с­ т ных поляритонов на границах металличес­ ко го слоя [3], по другим — аномальное про пускание связано с формированием ре­ гу лярных эваносцентных дифракционных волн периодическими структурами [5]. Изучению спектров периодических нано­ структур в поляризованном свете уделено мень ше внимания. Отметим работу [6], в ко ­ то рой исследованы структуры, состоящие из дырок эллиптической формы. С другой сто ро ны поляризованные спек­ тры и связан ный с ними дихроизм были об наружены в на чале про шлого столетия Вей гертом [7] в га логени дах серебра, ок ра­ шен ных гранулярным Ag и облученных по­ ля ризованным све том. Традиционно возни кновение ани зо тро п­ ных структур также свя зывалось с фор ми­ ро ванием гранул в ви де сфероидов, од нако, микрофотографии ме таллических пле нок, приготовленных пос ле удаления AgHal из облученных образцов ука зывают на связь ди хроизма в них с об ра зо ванием ко рот ких цепочек из сферических гра нул Ag, ори ен­ ти рованных поляризованным светом [8]. В последующих исследованиях пленок AgCl­Ag, облученных поляризованным ла­ зер ным светом, было обнаружено воз ни кно­ ве ние в них периодических структур (ПС), пе риод которых непосредственно связан с воз бужденными в пленке AgCl волноводны­ ми TEm и TMm модами [9, 10]. Установлено, что появление ПС определяется выделением гранул Ag в минимумах интерференционной картины, сформированной падающим пуч­ ком и рассеянными в пленке волноводны ми мо дами и последующим их ростом за счет по ложительной обратной связи. Недавно по явились исследования оп ти­ чес ких спект ров сходных образований: дву­ мерная или од номерная периодическая ме­ тал лическая наноструктура на поверхности планарного волновода [11, 12]. В отличие от ПС в светочувствительных пленках, метод при готовления структур в указанных рабо­ тах существенно иной. Поэ тому представля­ ет интерес изучение спект ров пропускания ПС, приготовленных в плен ках AgCl­Ag, и их сравнение с результа тами работ [11, 12]. В [13] приводятся результаты исследова­ ния спектров пропускания в поляризован­ ном свете пленок AgCl­Ag, облученных ли­ ней но поляризованным лазерным пучком от по лупроводникового лазера с λ0 = 407 нм. Как и в работе [11], обнаружено увеличение про пускания в районе λ0. Проведено качес­ твен ное обсуждение спектров и получены элек тронные микрофотографии пленок Ag, ос вобожденных от AgCl. Однако, представ­ ляет интерес подробное теоретическое обсу­ ж дение спектров, что сделано в настоящей ра боте. ЭКСПЕРИМЕНТ И ЕГО РЕЗУЛЬТАТЫ Исследованы образцы AgCl­Ag с толщиной, близкой к толщине отсечки h0 волноводной моды ТЕ0 в планарном волноводе AgCl для λ0 = 407 нм: , (1) где n = 2,18 — показатель преломления AgCl, ns = 1,53 — подложка (стекло типа К­8), вто­ рая граница волновода — воздух. Расчет по (1) дает h0 = 27 нм. Пленка AgCl необходи­ мой толщины приготавливалась методом ва­ ку умного напыления заданной массы М при расстоянии между плоским молибденовым испарителем и подложкой r = 15 см. Масса М рассчитывалась по известной фор муле hM = M / (πρ · r2) при услови и hM ≤ h0 (ρ — плотность напыляемого вещества). 2 0 0 2 22 2 1arctg 2 S SS nh n nn n λ − = ⋅ −π − В. К. МИЛОСЛАВСКИЙ, Л. А. АГЕЕВ, В. М. РЕЗНИКОВА ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 1 91 Приготов ленная пленка имела толщину нем­ но го (не более 2 нм) меньше h0. Двуслойник AgCl­Ag получали после напыления на AgCl тонкой (≈8 нм) пленки Ag. Спектры экстинкции, представленные на (рис. 1а) как зависимости D(ω), измерялись на спектрофотометре СФ­26 в интервале λ = 340—1000 нм. а Установлено, что спектр оптической пло­ т ности D = –lnT (Т — коэффициент про пу­ скания) имеет резонансный характер из­за гра нулярной структуры пленки Ag. Затем образец облучался при норма ль ном падении ли нейно поляризованным (вектор поляриза­ ции Е0) пучком от полупроводникового лазе­ ра. Мощность непрерывного пу ч ка ≈90 мВт. Облучение проводилось в те че нии нес ­ кольких минут. Возникновение ПС кон тро­ ли ро ва лось по появлению дифрагированных пучков (дифракция ТЕ0­моды за счет разви­ тия ПС). Симметричные дифрагированные пучки распространяются вдоль границы плен ка — подложка, их интенсивность зави­ сит от поляризации падающего пучка. При ис ход ной поляризации интенсивность ма к­ си маль на и пучки гаснут при повороте по­ ляризации на 90°. После облучения спектры измерялись в поляризованном свете Е. Поляризация Е || Е0 и Е ┴ Е0 устанавливалась с помощью призмы Глана—Томсона, помещенной на выходной щели СФ­26. Измеренные спектры (кривые 2┴,||) отличаются по положению максимумов и полуширине и соответствуют дихроизму, который зависит от ω по величине и по зна­ ку. С помощью сканирующего электронного ми кроскопа JSM­840 исследована структура плен ки Ag, которая остается на подложке пос ле удаления AgCl с помощью фиксажа (рас твор гипосульфита). После фиксирова­ ния, до исследований в микроскопе, был из­ ме рен и спектр поглощения. Установлено, что после фиксирования по ляризация полос по глощения (дихроизм) со храняется (кри­ вые 3┴,||), но их положение и форма из ме ня­ ют ся. Этот факт косвенно свидетельству ет о том, что до удаления AgCl серебро в ре зуль­ тате об лучения перемещается главным об­ разом на подложку. Перенос грануляр ного Ag на под ложку подтверждается и экспери­ ментом. Если на фиксированный образец вновь на нести исходный слой AgCl, то спек­ тры в двух поляризациях восстанавливают­ ся по ди сперсии и несколько отличаются от исходных только по D. Снимок ПС с помощью сканирующего ми кроскопа (рис. 1, б) получен после на­ не се ния на пленку Ag тонкого слоя Al, ко­ торый обе спечил необходимую электропро­ водность при сохранении контрастности стру кту ры ПС. Видно, что ПС по структуре близ ка к тонкой дифракционной решетке. Точ ное зна чение ее периода d = 266 ± 0,3 нм по лу че но из дифракционных измерений и со ответству ет масштабу на рис. 1, б ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ ИЗМЕРЕНИЙ Прежде всего дадим теоретическое описа­ ние спектра исходного образца (рис. 1а, кри­ вая 1). При его анализе мы предположили, ⊥ D ω·10–15с–1 1,0 1 1 2ǁ 2ǁ3ǁ 0,5 2 3 4 5 6 3 ⊥ 2 ⊥ 2 ⊥ б Рис. 1. а — измеренные спектры экстинкции (1, 2, 3); 1 — до облучения; 2┴,|| — поляризованные спектры пос ле облучения, измерения при Е ┴ Е0 и Е || Е0; 3┴,|| — поляризованные спектры после фиксирования; b — микрофотография ПС ФОТОИНДУЦИРОВАННЫЕ СПЕКТРЫ ЭКСТИНКЦИИ В ТОНКИХ ВОЛНОВОДНЫХ ПЛЕНКАХ AgCl-Ag ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 192 что Ag не только осаждается на поверхность AgCl, но также частично проникает внутрь пленки с образованием мельчайших частиц Ag с определенной концентрацией. Для тео­ ретических расчетов композицию AgCl­Ag бу дем считать оптически однородной и опи­ сывать ее с помощью модели эффективной ди электрической проницаемости (ЭДП) εeff. Используем известную формулу Максвел­ ла—Гарнета [14, 15]: , (2) которая позволяет вычислить εeff объекта, со ­ держащего мельчайшие металлические ча­ с тицы, окруженные прозрачной средой с про ницаемостью ε0. Здесь — ком ­ пле к сная проницаемость свободных эле к тро­ нов в металлической грануле, q — фактор за­ полнения среды частицами металла. Формула (2) дает удовлетворительное опи сание спектров при малых q < 0,3 [14], в противном случае для расчета εeff применя­ ются другие формулы [15, 16]. В нашем слу­ чае при толщинах Ag (8 нм) и AgCl (27 нм), ко то рые определяются массовыми толщина­ ми, получаем q ≤ 0,3, что указывает на воз­ можность при менения (2). При q < 0,2 ква­ дратичными сла гаемыми по q в формуле (2) можно пренебречь и она упрощается: . (3) Применимость (3) для расчетов основано на предположении, что значительная часть крупных гранул Ag расположена на поверх­ ности а не внутри AgCl и поэтому реальное q < 0,2. Измерения спектра и расчет εeff проведен в интервале частот ω < ωпор, где ωпор ≈ 5,9 · 1015 с–1 — пороговая частота междузонных перехо­ дов для Ag [17, 18]. За метим, что дальше в тек сте используем со кращенную форму за­ писи частот ω: будем да вать только знача­ щие цифры, опуская порядок (1015) и раз­ мерность (с–1). При отме чен ном условии, из тео рии свободных эле к тронов следует, что: , , (4а, б) где — плазменная часто­ та, N — концентрация, e, m — заряд и мас­ са эле ктронов; εm — зависящий от ω вклад в ε1 от по лосы междузонных переходов при ω < ωпор. Для Ag ωp = 13,3, дисперсия εm(ω) предста влена в [17]. В отличие от массивного Ag, где частота рас сеяния электронов γ ≈ 1013 с–1, величина γ в частицах Ag диаметром около 10 нм суще­ ственно больше из­за рассеяния электронов на поверхности и дефектах гранул. Макси­ мум полосы поглощения ωmax в малых сфе­ ри ческих частицах должен быть расположен на частоте Фрелиха [14]: , (5) по данным [18], εm = 4, ε0 — проницае мость окружающей среды (AgCl); значения εm, ε0 выбираются для ω = ωmax (ωmax — положение максимума оптической плотности), при этом получаем ωF = 3,72, т. е. величину, близкую к ωmax = 3,66. Этот факт свидетельствует о су­ ществовании в AgCl мельчайших частиц Ag. Возможной причиной проникновения ча ­ с тиц Ag внутри AgCl является ионизация ато мов Ag под действием теплового из лу­ че ния, возникающего от раскаленного ис па­ рите ля в процессе напыления Ag. Эле к троны в результате термодиффузии прони ка ют в пленку AgCl и захватываются в ней ло вушками. Локализованные электроны вы тягивают своим полем ионы Ag+ и образу­ ю т ся нейтральные атомы Ag, накопление ко торых создает частицы Ag. Сходный про­ цесс возникновения частиц Ag внутри квар­ це вого стекла был обнаружен в [18] при об­ лу чении пленки Ag на поверхности стекла те пловым излучением от СО2 лазера. Применение формул (3), (4) связано с оп ­ ре деленными трудностями, т. к. они содер­ жат неопределенные величины: фактор за­ пол нения q и полуширину γ. Известно [15], что γ в нанометровых час ти цах больше, чем в массивном металле, из­за рассеяния эле к­ тро нов на поверхности частиц и дефектах и / 0 0 / 0 02 2 eff eff q ε − ε ε − ε = ⋅ ε + ε ε + ε / 1 2iε = ε − ε ( ) 1 0 2 0 0 2 2 1 0 0 21 6 2eff iq q  ε + ε − ε ε = ε + − ε  ε + ε + ε   2 1 2 2 p m ω ε = ε − ω + γ ( ) 2 2 2 2 pω ⋅ γ ε = ω ω + γ ( )24 /p Ne mω = π 02 p F m ω ω = ε + ε В. К. МИЛОСЛАВСКИЙ, Л. А. АГЕЕВ, В. М. РЕЗНИКОВА ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 1 93 может быть порядка 1015 с–1. Определение q невозможно с помощью микрофотографи и, т. к. AgCl разлагается под действием элек­ тронного пучка в микроскопе. Так как плен­ ка AgCl­Ag содержит также крупные части­ цы Ag, приводящие к заметному рассеянию све та, то по пропусканию образца измеряет­ ся спектр экстинкции, включающий в себя ос лабление прошедшего пучка из­за рассе­ яния. Грубая оценка q ≤ 0,3 по отношению мас ­ со вых толщин говорит о возможности при ме ­ нения ф. (4). Однако, для лучшего со гла сия рас чета спектра с данными опыта сле ду ет ва­ рь ировать q. Поэтому была ис поль зована мо­ дель фотонного кристалла [19], позволяю­ щая не только найти q но и ра диус гранул а. Сделано предположение, что сферические гранулы Ag расположены на пересечении ре­ бер элементарной ячейки ку бического кри­ сталла и погружены в AgCl. Фа ктор q в этом случае вычисляется по формуле: , (6) где VAg — объем сферической гранулы, l = 27 нм — длина ребра ячейки. Для вычи­ с ления q радиус а является единственным варь ируемым параметром. Расчет по (6) по­ казывает, что при а < 7 нм фактор q < 0,06, что противоречит оценке по микрофотогра­ фии (рис. 1, б). Напротив, при а > 9 нм ча­ стицы сближаются и, как будет показано ни же, сближение приводит к сильному от­ кло нению собственной частоты колебаний пла з мы в них от ωF из­за дипольного вза и­ мо дей ствия с полями соседних гранул. Та­ ким образом, можно ограничить интервал а значениями от 7 до 9 нм. В этом интер вале q = 0,08; 0,12; 0,19, что ограничива ет вы бор q для лучшего согласия расчета с дан ны ми опыта. Кроме выбора q следует также про­ ве сти варьирование величины γ от 1014 с–1 до нескольких единиц порядка 1015 с–1, что является характерным интервалом для нано­ ме тровых частиц. После нахождения опти­ маль ных значений q и γ проведен расчет εeff, оптических констант n, χ и коэффициента по глощения . Для расчета спектров T и D следует также учесть отра же ние света на границах плен­ ка­воздух и пленка­подложка. Пропускание слоя при этом вычисляется по формуле: , (7) где h = 35 нм — толщина слоя AgCl­Ag; — коэффициент отраже­ ния от передней границы. Величиной R на задней границе можно пре­ небречь из­за близости показателей пре ло­ мления слоя и подложки. Расчет спектра поглощения (рис. 2a, 2) проведен в интервале ω = 2—5,5 с учетом дисперсии εm и ε0 при среднем значении q = 0,13 и γ = 1,75 · 1015 с–1. Рассчитанный макси мум по лосы расположен при ω = 3,75 и близок к частоте Фрелиха. Контур полосы асимметричен с более пологим низкочас то­ тным склоном. Рассчитанный максимум D = 0,65 в два ра за ниже измеренного значения Dmax = 1,25 (рис. 2а, 1). Разность спектров экстинкции (1) и поглощения (2) дает сложную кривую (3) спектра рассеяния света с максимумом при ω = 3,1 и минимумом при ω = 4,5. Сход­ ные спектры рассеяния наблюдались в кол­ ло идных растворах серебра [14]. После облучения исходной пленки AgCl­ Ag в ней формируется ПС за счет рассеяния вол новодных ТЕ0­мод. На микрофотографии фиксированной пленки (рис. 1 б) видно, что ПС представляет собой планарную решетку, со стоящую из вытянутых вдоль Е0 цепочек, раз деленных периодом решетки d = 266 нм. Цепочки локализованы на поверхности под­ ложки, что свидетельствует о большом чи с­ ле и эффективности на границе с подло ж кой электронных ловушек по сравнению с чи­ слом ловушек в самой пленке AgCl. Об об ра зовании цепочек на поверхности подложки в процессе облучения свидетель­ ствует так же восстановление спектра экс­ тинкции пос ле повторного напыления на фиксированный образец слоя AgCl. Анализ микрофо то графии дает средний радиус гра­ нул в цепочке а = 35 нм и среднее расстоя­ ние между гранулами b = 100 ± 10 нм. Ag 3 Ag V q l V = − 2effK c n ω⋅ε = ⋅ ( ) ( )1 expT R K h= − ⋅ − ⋅ ( ) ( ) 2 2 2 2 1 1 n R n − + χ = + + χ ФОТОИНДУЦИРОВАННЫЕ СПЕКТРЫ ЭКСТИНКЦИИ В ТОНКИХ ВОЛНОВОДНЫХ ПЛЕНКАХ AgCl-Ag ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 194 Увеличение радиуса гранул в це почках по сравнению с а ≈ 9 нм в исходной плен­ ке не удивительно, т. к. локализация гранул на подложке происходит, как упоминалось, в минимумах интерференции, созданной пада ющим пучком и предельной ТЕ0­модой. Спектры, измеренные при нормальном па дении поляризованного измерительного пуч ка с поляризациями Е ┴ Е0 и Е || Е0 пока­ зы вают (рис. 1а, 2┴,||), что после образования ПС полоса экстинкции (1) исходного обра з­ ца расщепляется на две полосы с ма к си му ­ мами при ω ≈ 3,78 для Е ┴ Е0 и ω ≈ 3,2 для Е || Е0. По ло сы от личаются между собой не только по ложени ем но и формой. Для расчета характеристик поляризован­ ных полос и их спектрального положения ис поль зована модель изолированной линей­ ной цепочки, изложенная в работе [20]. Це­ по чка со стоит из периодически расположен­ ных вдоль Е0 сферических гранул Ag радиуса а с расстоянием между ними b. Предположе но, что частота плазменных ко лебаний в каж дой от дельной грануле оп ре­ деляется не толь ко ча стотой Фрелиха, но ис­ пы тывает изме не ние из­за дополнительно го воз действия све то вого поля от ближайших со седних гранул. По ляризация этого поля за­ висит от поляриза ции светового поля изме­ ри тельного пучка. Из формул, выведенных в [20], следует, что новые частоты колебаний рав ны: и . (8) С учетом ωF = 3,72 для изолированных гра нул Ag и по отношению (a/b) = 0,35, найденно му по микрофотографии, из (8) сле дуют собственные частоты плазмонов в гранулах цепочки ω ┴ = 3,86 и ω|| = 3,38. Из вычислений следует, что предложен­ ная модель правильно предсказывает сдвиг соб ственных частот плазмонов и близкую ве личину расщепления полос экстинкции. Од нако, вычисленные величины ω ┴ и ω|| си ­ сте ма ти чески завышены по сравнению с данными эксперимента. По­видимому, так­ же как и для спектра ис ходной пленки, этот факт следует объяснить су щественным вкла ­ дом рассеяния в спектр экс тинкции, от ли ­ чием экстремумов в спектре рассеяния от по ложения максимумов в спе ктре поглоще­ ния [21]. Отметим также, что в отличие от предло­ жен ной модели реальные цепочки, как вид­ но из фотографии, имеют разброс по рассто­ я нию между гранулами и, как следствие, раз брос собственных частот. Разброс ведет к неоднородному уширению спектров экстин­ кции. Учет неоднородного уширения пред­ ста вляет собой специальную проблему и в дан ной работе не проводится. Для анализа формы и интенсивности по­ лос поглощения и их спектра в [20] дано ура внение, учитывающее действие на задан­ ную гранулу в цепочке не только светового по ля измерительного пучка, но и выше упо ­ мя нутого поляризованного поля от сосед них гра нул. Решением этого уравнения является ком ­ плексная диэлектрическая проницаемость ε = ε1 – iε2 электронов в сферических гранулах 3 1 2F a b⊥  ω = ω +     3 || 1 4F a b  ω = ω −     а б в D 1,0 1 0,5 3 2 2 3 4 5 ω∙10–15с–1 6 1,0 D 0,5 5 4 2 3 4 5 ω∙10–15с–1 6 2 ⊥ 1,0 D 0,5 7 6 2 3 4 5 ω∙10–15с–1 6 2ǁ Рис. 2. а) 1 — измеренный спектр необлученной пленки; 2 — расчетный спектр поглощения; 3 — спектр рас­ се яния; б) — после облучения, измеренный спектр 2 ┴ , 4 — расчетный спектр поглощения, 5 — спектр рассе я­ ния; в) — после облучения, измеренный спектр 2||, 6 — расчетный спектр поглощения, 7 — спектр рассеяния В. К. МИЛОСЛАВСКИЙ, Л. А. АГЕЕВ, В. М. РЕЗНИКОВА ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 1 95 ли нейной цепочки. При поляризации из­ мери тельной волны Е ┴ Е0 действительная и мнимая компоненты ε имеют вид: , (9 а) . (9 б) При Е || Е0 имеем сходные формулы при за мене ω ┴ на ω||. При выводе этих формул пред полагается отсутствие взаимодействия меж ду полями соседних цепочек из­за боль­ шого интервала (d = 266 нм) между ними. Фор мулы (9) можно обобщить на случай раз личия частот рассеяния электронов при Е ┴ Е0 и Е || Е0 (γ┴ ≠ γ||). При расчетах спектров пропускания Т и оптической плотности D следует учесть, что в сформированной ПС узкие цепочки раз деле ны широкими слоями прозрачного AgCl. Поэтому следует ввести фактор запол­ не ния гранулами q всей ПС, а также ввести комплексную эффективную диэлектриче­ скую проницаемость εeff = εeff,1 – iεeff,2 всей стру ктуры. Ее компоненты при Е ┴ Е0 равны: и . (10) При Е || Е0 имеем сходные формулы. Фак­ тор q после удаления AgCl в фиксаже равен 0,06 ± 0,01. Однако, нужно учесть, что при фи ксировании часть гранул удаляется. На это указывает некоторое понижение (на ∆D ≈ 0,15) максимумов полос экстинк­ ции после повторного напыления AgCl на фиксированный слой, хотя после напыления спектр восстанавливается по форме и поло­ жению максимумов. Поэтому для расчета εeff и спектра оптической плотности была взята увеличенная величина q = 0,08. Расчет спектров проведен для двух по­ ля ризаций (рис. 2б, в). Также, как и ранее ве личина Т расчитывалась с учетом потерь измерительной волны на отражение по фор­ мулам (7) видоизмененным для поляризо­ ванного света. Коэффициенты отражения R┴,|| и поглощения K┴,|| найдены с помощью эффективных оптических констант neff, χeff вычисленных по найденным εeff┴ , εeff|| (форму­ лы (10) и сходные с ни ми). Для лучшего со­ гласия с эксперименталь ными спек трами D┴,|| были использованы сле дующие ве личины: полуширины γ┴ = 2,5 · 1015 с–1, γ|| = 3 ·1015 с–1; толщина слоя h = 35 нм и вычисленные по частоте Фрелиха собственные частоты пла­ змонов ω┴,||. При расчетах учитывалась ди­ спе рсия εm(ω), ε0(ω). Результаты расчета спе ктров D(ω), связанных с поглощением, по казаны кривыми (4) и (6). Из рисунка б видно, что контур спект­ ра (4) асимметричен, имеет более пологое корот коволновое крыло и полуширину при­ мерно 2,5 · 1015 с–1, что близко к экспери­ мен тальной величине γ. Максимум погло­ ще ния находится при ω ≈ 3,7 и смещен от носитель но соб ственной частоты плаз­ мона ω┴ = 3,86, вычисленной по (8), но бли­ же к ωmax ≈ 3,8 из меренного спектра. Кроме того, вычислен ный максимум D┴ = 0,4 и зна­ чительно ниже вы соты экспериментального спе ктра. (D = 1,03). Отсюда следует вывод: в эксперимен таль ный спектр экстинкции вно­ сит сущест вен ный вклад рассеяние света, аналогичное вкла ду рассеяния в спектр эк­ стин к ции не облу ченного образца (рис. 2а). Вычитание из измеренного спектра вы­ чи с ленного спектра поглощения дает спектр (5), связанный с рассеянием света. Видно, что оптическая плотность D┴ рас­ сеяния не ли нейно растет в интервале частот ω = 2—3,1, но при больших ω имеет мини­ мум на ω = 4,6. Минимум появляется, так­ же как и в спектре необлученной пленки, за счет возбуждения ТЕ0­моды т. к. толщина пленки близка к толщине отсечки моды. Сход ный, более слабый минимум в поля ­ ризации Е ┴ Е0 был обнаружен и ис сле дован в работах [22, 23]. При поля ри зации Е || Е0 расчет выполнен по фор мулам, аналогичным (9), при замене в них ω ┴ на ω|| = 3,38 и полуширины γ┴ на γ|| = 3 ·1015 с–1. Выбор новой частоты рассе­ яния связан с большей полушириной спек­ тра на блюдаемой полосы D||(ω) (рис. 2в, 2||). Расчет (кривая 6) дает слабый максимум при ω < 2, который существенно сдвинут ( ) ( ) ( ) 2 2 2 0 ,1 22 2 2 2 0 3 2 p m m ⊥ ⊥ ⊥ ε ω ⋅ ω −ω ε = ε +  ε + ε ⋅ ω −ω + γ ω   ( ) ( ) 2 0 ,2 22 2 2 2 0 3 2 p m ⊥ ⊥ ε ω ⋅ γ ⋅ω ε =  ε + ε ⋅ ω −ω + γ ω   ( ),1 0 ,11eff q q⊥ ⊥ε = ε − + ε ⋅ ,2 ,2eff q⊥ ⊥ε = ε ⋅ ФОТОИНДУЦИРОВАННЫЕ СПЕКТРЫ ЭКСТИНКЦИИ В ТОНКИХ ВОЛНОВОДНЫХ ПЛЕНКАХ AgCl-Ag ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 196 от носитель но экспериментального макси­ мума, расположенного при ω = 3,2. Вычис­ ленная по лоса монотонно спадает до ω = 5. Некоторый подъем D|| при больших ω связан с уче том отражения при нахождении пропус­ ка ния образца. Также, как и ранее, путем вы­ читания из спектра экстинкции спектра по­ глощения, найден спектр рассеяния (7). Оптическая плотность в спектре рассе я­ ния немонотонно растет от 0,3 до 0,5 в интер­ вале частот ω = 2—3,5, что характерно для сравнительно крупных частиц [21]. Од на ко, при частоте 4,5 наблюдается глубокий мини­ мум с D|| = 0,25. Заметим, что в этом случае минимум связан в основном с воз буждением ТЕ0­моды при дифракции по ляризованной волны с вектором Е || Е0 на ПС. В случае, когда ПС не участвует в возбуж­ дении ТЕ0­мо ды (исходный образец или из­ мерения облу ченного образца при Е ┴ Е0) и мода возбуждается из­за рассеяния света внут ри пленки AgCl­Ag, глубина провала в спек тре существенно меньше: Dmin ≈ 0,3 и 0,4 соответственно. Остановимся на кратком анализе спектра экс тинкции, измеренного после удаления AgCl в фиксаже. Как видно из рис. 1а, 3┴,||, при Е ┴ Е0 в спектре наблюдается полоса с максимумом при ω = 4,5 и D┴ = 0,62, сдвину­ тая по частоте на 0,7 относительно полосы 2┴ в образце AgCl­Ag. Сдвиг в высокочастот­ ную сторону и большая полуширина поло­ сы могут быть связаны с двумя причинами: увеличением частоты Фрелиха из­за удале­ ния AgCl и увеличением частоты рассеяния электронов в гранулах Ag. По формуле (8) сделана оценка ωF с учетом того, что сдвиг связан с увеличением резонансной частоты Δω┴ = 0,7. Оценка дала ωF = 4,46 в отличие от ранее ис пользованной величины ωF = 3,72. Причи­ ной увеличения ωF является контакт гранул Ag с воздухом и подложкой после удаления AgCl. Эти среды имеют меньшие показате­ ли преломления (1 и 1,53) по сравнению с AgCl (2, 18). В фиксированном образце со­ х ра няется ПС с тем же периодом 266 нм, что и в пленке AgCl­Ag. Однако, в фикси ро ­ ванном образце дифракция нормаль но па да­ ю щего из мерительного пучка не при во дит к возбуж дению предельной волновод ной моды. В спектре не обнаруживается спек­ тра ль ный провал, близкий по частоте к час­ то те облучения и наблюдаемый в исходном и облученном образце AgCl­Ag. При по ля­ ри зации Е // Е0 в том же интервале частот по лоса сильно размыта, по­видимому, из­за рас сеяния света, и для ее анализа необходи­ мо учитывать сильное неоднородное ушире­ ние. Только при ω ≈ 5 намечается слабый ми­ нимум, вызванный дифракцией рассеянно го излучения на ПС. ЗАКЛЮЧЕНИЕ В работе кратко изложены результаты экспе­ риментального измерения спектров экстинк­ ции пленок AgCl­Ag с толщиной, близкой к толщине отсечки предельной ТЕ0­моды [13]. Такой выбор толщины связан с возможнос­ тью формирования ПС поляризованным из лучением полупроводникового лазера (λ0 = 407 нм). После облучения, формирования ПС и ее фиксирования получена электронно ми­ кроскопическая фотография ПС. Анализ снимка подтвердил, что ПС имеет период 266 нм, который совпадает с расчетным зна­ че нием d = λ0/nS, где nS = 1,53 — показатель преломления подложки. Для интерпретации спектров экстинкции, из меренных до и после облучения, прове­ ден расчет спектров оптической плотности D, связанных с поглощением света. Для вы­ чи сления спектра необлученной пленки ис­ пользована модель эффективной диэлектри­ чес кой проницаемости (ЭДП) и формула Ма к свелла­Гарнета. Вычисленный спектр име ет максимум при частоте Фрелиха, близ­ кий к экспериментальному максимуму. Од­ на ко, высота максимума по D ниже экспери­ ментальной, что указывает на существенный вклад рассеяния в измеренный спектр. После облучения поляризованным лазер­ ным пучком Е0 исходная полоса расщепляет­ ся на две, измеренные в поляризациях Е ┴ Е0 и Е // Е0, с максимумами при ω┴ > ω||. Микро фо тография показывает, что ПС со­ стоит из уз ких линейных цепочек, вытяну­ тых вдоль Е0, разделенных периодом 266 нм и со стоя щих из гранул Ag. При расчетах В. К. МИЛОСЛАВСКИЙ, Л. А. АГЕЕВ, В. М. РЕЗНИКОВА ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 1 97 ис поль зо вана модель изолированной цепоч­ ки, состоящей из сферических гранул Ag. По формулам, выведенным в [20] и исполь­ зо ванным в данной работе, найдены соб­ с т вен ные частоты колебаний плазмонов в гра нулах ω┴,||, достаточно близкие к экспери­ ментальным. Используя найденное значение ЭДП для всей ПС, вычислены спектры оп тических пло тностей D┴,|| для поглощения. Вычитани­ ем спектров поглощения из из меренных спе ктров экстинкции, найдены спек тры рас­ сеяния света. В спектрах рассе яния обнару­ жены спектральные провалы, от су т ствующие в спектрах поглощения и экс пе ри ментально обнаруженные ранее [22] в пленках AgCl­Ag, облученных пучками от га зовых лазеров. Во введении отмечено, что наиболее близ­ кими к данной работе являются публикации [11, 12]. В них проведено эксперименталь­ ное и теоретическое исследование спектров экс тинкции периодических наноструктур (ПС), находящихся на волноводном слое на прозрачной подложке. Однако, имеются раз личия наноструктур и спектров в данной ра боте и статьях [11, 12]. В [11] ПС являются 2D структурами из частиц золота, в [12] — структурами явля­ ются тонкие нанонити зо лота в виде 1 D ре­ шетки. В [12] спектры из мерены в одной по­ ляризации измерительного пучка, в [12] — в двух поляризациях. В данной работе изучены спектры ис ход ­ ного образца и после его облучения по ля ризо­ ван ным светом, который формирует са мо­ настра ивающуюся на волноводную мо ду ПС. После облучения спектры из ме рены в двух поляризациях. Они дают ди хро изм и дру­ гие спектральные особеннос ти. С помощью формул, приведенных в тек сте и в работе [20] расчитаны спектры по глощения для двух по­ ляризаций. Вычи та нием расчитанных спек­ т ров из измеренных спектров экстинкции най дены спектры рас сеяния и обнаружен сдвиг спектрально го провала в низкочас тот­ ную сторону. Для сравнения укажем, что в [12] расчитаны спектры экстинкции с помо­ щью матрицы рассеяния [23], не содержа­ щей подгоночных параметров, однако, не уч тено рассеяние электронов в нанонитях. ЛИТЕРАТУРА 1. Ebbesen T. W., Lezec H. J., Ghaemi H. F., Thio T., Wolff P. A. Extraordinary optical tran­ s mis sion sub­wavelength hole arrays // Nature. — 1998. — No. 391.— P. 667—669. 2. Lezec H. J., Thio T. Diffracted evanescent wave model for enhanced and suppressed op­ ti cal transmission through subwavelength hole ar rays // Optics Express. — 2004. — Vol. 12, No. 16. — P. 3629—3651. 3. Майер С. А. Плазмоника: теория и приложе­ ния. — М. — Ижевск: НИЦ «Регулярная и ха отическая динамика», 2011. — 296 с. 4. Bethe H. A. Theory of diffraction by small ho les // Phys. Rev. — 1944. — Vol. 66. — P. 163—183. 5. Strelniker Y. M. Theory of optical transmission through elliptical nanohole arrays // Phys. Rev. B. — 2007. — Vol. 76, 085409. — P. 1—6. 6. DiMaio J. R., Balloto J. Polarization dependent trans mission through subwavelength ani so­ tropic aperture arrays // Optics Express. — 2006.— Vol. 14, No. 6. — P. 2380—2384. 7. Мейкляр П. В. Физические процессы при об разовании скрытого фотографического изо бражения. — М.: Наука, 1972. — 400 с. 8. Агеев Л. А., Милославский В. К., Шкляревс­ кий И. Н. Эффект Вейгерта в гранулярных плен ках Ag­AgI // Опт. и спектр. — 1976. — Т. 40, № 6. — С. 1024—1029. 9. Агеев Л. А., Милославский В. К. Свойства фо тоиндуцированной в тонких пленках AgCl­Ag дифракционной ТЕ­решетки // ЖТФ. — 1984. — Т. 54, № 5. — C. 888—895. 10. Ageev L. A., Miloslavsky V. K. Photoinduced ef fects in light­sensitive films // Optical Engin. — 1995. — Vol. 34, No. 4. — P. 960—972. 11. Linden S., Kuhl J., Gessen H. Controlling the in­ te raction between light and gold nanoparticles: se lective suppression of extinction // Phys. Rev. Le tters. — 2001. — Vol. 86, No. 20. — P. 4688—4691. 12. Гиппиус Н. А., Тиходеев С. Г., Крист А., Куль Й. Гиссен Плазмон­волноводные по ля­ рито ны в металлодиэлектрических фо тон­ но­кри сталлических слоях // ФТТ. — 2005. — Т. 47, № 1. — С. 139—143. 13. Агеев Л. А., Милославский В. К., Маковец­ кий Е. Д., Волосенко В. М. Периодические стру ктуры, образованные наночастицами Ag в волноводной пленке AgCl­Ag под дейс­ тви ем фиолетового лазерного излучения // ЖПС. — 2013. — Т. 80, № 3. — С. 403—408. 14. Борен К., Хафмен Д. Поглощение и рас­ сеяние света малыми частицами. — М.: ФОТОИНДУЦИРОВАННЫЕ СПЕКТРЫ ЭКСТИНКЦИИ В ТОНКИХ ВОЛНОВОДНЫХ ПЛЕНКАХ AgCl-Ag ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 198 Мир, 1986. — 664 с. 15. Головань Л. А., Тимошенко В. Ю., Кашка­ ров П. К. Оптические свойства нанокомпози­ тов на основе пористых систем // УФН. — 2007. — Т. 177, № 6. — С. 619—638. 16. Kreibig U., Vollmer M. Optical properties of me tal clusters­Springer Series, 1995. — 535 p. 17. Милославский В. К., Яровая Р. Г. О диспер­ сии диэлектрической постоянной металлов у длинноволнового края квантового погло­ щения // Опт. и спектр. — 1966. — Т. 21, № 6. — С. 708—714. 18. Агеев Л. А., Милославский В. К., Маковец­ кий Е. Д. Окрашивание кварцевого стекла на нометровыми частицами серебра // Опт. и спектр. — 2007. — Т. 102, № 3. — С. 489— 495. 19. Sakoda K. Optical properties of photonic cry­ stals. — Springer Series, 2004. — 253 p. 20. Miloslavsky V. K., Ageev L. A., Ma ko vet­ sky E. D., Maskevich S. A. Optical properties of na nostructures // Fuctional Materials. — 2008 — Vol. 15, No. 3. — P. 313—331. 21. Ван де Хюлст. Рассеяние света малыми час­ ти цами. — М.: ИИЛ, 1961. — 536 c. 22. Агеев Л. А., Милославский В. К., Нуреддин Ас саад // Опт. и спектр. —1988. — Т. 65, № 1. — С. 147 —154. 23. Tikhodeev S. G., Yablonskii A. L., Mulj a­ rov E. A., Gippius N. A., Ishihara T. Qu a­ siguided modes and optical properties of pho­ tonic crystal slab // Phys. Rev. B. — 2002. — Vol. 66,045102. — P. 1—17. LITERATURA 1. Ebbesen T. W., Lezec H. J., Ghaemi H. F., Thio T., Wolff P. A. Extraordinary optical tran­ s mis sion sub­wavelength hole arrays // Nature. — 1998. — No. 391. — P. 667—669. 2. Lezec H. J., Thio T. Diffracted evanescent wa­ ve model for enhanced and suppressed op ti ­ cal transmission through subwavelength ho le ar rays // Optics Express. — 2004. — Vol. 12, No. 16. — P. 3629—3651. 3. Majer S. A. Plazmonika: teoriya i prilozheniya. — M. — Izhevsk: NIC «Regulyarnaya i ha o­ ticheskaya dinamika», 2011. — 296 p. 4. Bethe H. A. Theory of diffraction by small ho les // Phys. Rev. — 1944. — Vol. 66. — P. 163—183. 5. Strelniker Y. M. Theory of optical transmission thro ugh elliptical nanohole arrays // Phys. Rev. B. — 2007. — Vol. 76, 085409. — P. 1—6. 6. DiMaio J. R., Balloto J. Polarization dependent tra ns mission through subwavelength ani so tro pic aperture arrays // Optics Express. — 2006. — Vol. 14, No. 6. — P. 2380—2384. 7. Mejklyar P. V. Fizicheskie processy pri ob ra­ zovanii skrytogo fotograficheskogo izo bra zhe­ niya. — M.: Nauka, 1972. — 400 p. 8. Ageev L. A., Miloslavskij V. K., Shklya revs­ kij I. N. Effekt Vejgerta v gra nu lyarnyh plen kah Ag­AgI // Opt. i spektr. — 1976. — Vol. 40, No. 6. — P. 1024—1029. 9. Ageev L. A., Miloslavskij V. K. Svojstva fo ­ toinducirovannoj v tonkih plenkah AgCl­Ag TE­reshetki // ZhTF. — 1984. — Vol. 54, No. 5. — C. 888—895. 10. Ageev L. A., Miloslavsky V. K. Photoinduced ef fects in light­sensitive films // Optical En gin. — 1995. — Vol. 34, No. 4. — P. 960—972. 11. Linden S., Kuhl J., Gessen H. Controlling the in­ te raction between light and gold nanoparticles: se lective suppression of extinction // Phys. Rev. Le t ters. — 2001. — Vol. 86, No. 20. — P. 4688—4691. 12. Gippius N. A., Tihodeev S. G., Krist A., Kul’ J. Gissen Plazmon­volnovodnye po lya ri to ny v me tallodielektricheskih fo ton no­kri stal li che s­ kih sloyah // FTT. — 2005. — Vol. 47, No. 1. — P. 139—143. 13. Ageev L. A., Miloslavskij V. K., Ma ko ve­ c kij E. D., Volosenko V. M. Pe ri o dicheskie stru k tu ry, obrazovannye na no cha s ti cami Ag v vol novodnoj plenkeAgCl­Ag pod dejs tvi em fio letovogo lazernogo izlucheniya // ZhPS. — 2013. — Vol. 80, No. 3. — P. 403—408. 14. Boren K., Hafmen D. Pogloschenie i rasse ya ­ nie sveta malymi chasticami. — M.: Mir, 1986. — 664 p. 15. Golovan’ L. A., Timoshenko V. Yu., Kash ka­ rov P. K. Opticheskie svojstva na no kom pozi­ tov na osnove poristyh sistem // UFN. — 2007. — Vol. 177, No. 6. — P. 619—638. 16. Kreibig U., Vollmer M. Optical properties of me tal clusters­Springer Series, 1995. — 535 p. 17. Miloslavskij V. K., Yarovaya R. G. O dispersii dielektricheskoj postoyannoj me tal lov u dlin­ novolnovogo kraya kvantovogo po glo sche niya // Opt. i spektr. — 1966. — Vol. 21, No. 6. — 708—714. 18. Ageev L. A., Miloslavskij V. K., Ma ko ve­ ckij E. D. Okrashivanie kvarcevogo ste kla na­ nometrovymi chasticami serebra // Opt. i spektr. — 2007. — Vol. 102, No. 3. — P. 489—495. 19. Sakoda K. Optical properties of photonic cry­ stals. — Springer Series, 2004. — 253 p. 20. Miloslavsky V. K., Ageev L. A., Ma ko vet­ sky E. D., Maskevich S. A. Optical properties of na no structures // Fuctional Materials. — В. К. МИЛОСЛАВСКИЙ, Л. А. АГЕЕВ, В. М. РЕЗНИКОВА ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 1, vol. 12, No. 1 99 2008 — Vol. 15, No. 3. — P. 313—331. 21. Van de Hyulst. Rasseyanie sveta malymi chas­ ti cami. — M.: IIL, 1961. — 536 c. 22. Ageev L. A., Miloslavskij V. K., Nureddin Assaad // Opt. i spektr. — 1988. — Vol. 65, No. 1. — P. 147—154. 23. Tikhodeev S. G., Yablonskii A. L., Mu lj a ­ rov E. A., Gippius N. A., Ishihara T. Qu a­ siguided mo des and optical properties of pho­ tonic crystal slab // Phys. Rev. B. — 2002. — Vol. 66, 045102. — P. 1—17.

Ähnliche Einträge