Диэлектрические резонансные структуры для управления люминесцентными свойствами азотно-вакансионных центров в алмазе и ионов эрбия в кремниевой матрице тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 00.00.00, кандидат наук Ярошенко Виталий Витальевич

• Ярошенко Виталий Витальевич
• кандидат наук
• 2022

Оглавление диссертации кандидат наук Ярошенко Виталий Витальевич

Реферат

Synopsis

Introduction

CHAPTER 1. Review

1.1 Nanoscale radiation sources

1.1.1 Nitrogen vacancy centers in nanodiamonds

1.1.2 Silicon doped with rare earth metal erbium ions

1.2 Active nanostructures

1.2.1 Visible wavelength range

1.2.2 Near-infrared wavelength range

1.3 Chapter conclusion

CHAPTER 2. Methods

2.1 Theoretical methods

2.1.1 Numerical calculations

2.1.2 Analytical calculations

2.1.3 Purcell factor

2.2 Fabrication Methods

2.2.1 Electron Lithography

2.2.2 Erbium deposition

2.2.3 Laser Induced Annealing

2.3 Experimental methods

2.3.1 Dark-field Spectroscopy

2.3.2 Raman Scattering

2.3.3 Photoluminescence Spectroscopy

2.4 Chapter conclusions

CHAPTER 3. Active nanoantenna in the visible wavelength range

3.1 Microwave dielectric resonators

3.1.1 Circularly polarized microwave dielectric resonator

3.1.2 Linearly polarized microwave planar dielectric resonator

3.1.3 Section Conclusion

3.2 Optical dielectric nanoresonators

3.2.1 Silicon nanocavity

3.2.2 Gallium Phosphate nanocavity

3.2.3 Section Conclusion

CHAPTER 4. Active nanoantenna in the near infrared

wavelength range

4.1 Active dielectric nanoantenna based on silicon doped with erbium

4.1.1 Theoretical investigation

4.1.2 Experimental investigation

4.1.3 Section Conclusion

4.2 Active dielectric nanoantenna for the channel radiation control

4.2.1 Passive nanostructure

4.2.2 Active nanoantenna

4.2.3 Section Conclusion

Conclusion

Acknowledgments

Bibliography

Appendix A. Texts of author's main publications

Реферат

Общая характеристика диссертации

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Диэлектрические резонансные структуры для управления люминесцентными свойствами азотно-вакансионных центров в алмазе и ионов эрбия в кремниевой матрице»

Актуальность темы

Объем информации, передаваемой изо дня в день, растет с огромной скоростью, поэтому одной из самых популярных задач в современной науке является разработка новых технологий, способных обеспечить большую пропускную способность сети. Передача информации заключается не только в увеличении скорости, но и безопасности передаваемых данных. Этого можно достичь с помощью оптических чипов, а также квантово-фотонных устройств, одним из основных элементов которых являются наноразмерные оптические излучатели.

Долгое время для управления оптическим излучением применялись плаз-монные наноструктуры [1;2]. Такие резонаторы позволяют достичь высоких значений фактора Парселла [3;4], однако в них присутствуют сильные диссипа-тивные потери, а также управление направленностью излучения может вызвать затруднение [1;2]. Также стоит отметить, что плазмонные наноструктуры могут вызывать тушение фотолюминесценции [1]. Диэлектрические наноструктуры не обладают выше упомянутыми недостатками и находят интерес в нано-фотонике для управления и усиления рассеяния света из-за мультипольных резонансов (например, Ми-резонансы ). [5; 6] Комбинированное возбуждение различных Ми-резонансов позволяет управлять диаграммами направленности. [7-11] Когда структуры из наночастиц размещены на металлических подложках, свет может рассеваться в поверхностный плазмон-поляритон [2; 12-14]. Также Ми-резонансы диэлектрических наноструктур могут изменять локальную плотность оптических состояний, что приводит к увеличению интенсивности излучения наноизлучателей [15-17]. Поэтому диэлектрические наноструктуры используются для управления излучением света наноразмерны-ми источниками (возбужденными атомами, молекулами, квантовыми точками и т.д.). [18; 19] Объединение наноразмерного излучателя и диэлектрической наноструктуры открывает новый класс нанофотоники, который называется

активной диэлектрической нанофотоникой [20-22]. Для создания таких наноструктур используются материалы с высоким показателем преломления, такие как кремний и фосфат галлия.

На сегодняшний момент одним из наиболее перспективных наноразмерных источников излучения являются азото-замещенные вакансии (КУ-центры) в алмазе. КУ-центры в алмазах обладают такими оптическими свойствами как высокое время когерентности, оптическое считывание состояния спина электрона и люминесценции при комнатной температуре. Стоит отметить, что при комнатной температуре на бесфононную линию излучения, длина волны которой примерно равна 637 нм, приходится примерно 4% от всей интенсивности фотолюминесценции [23]. Недавно была продемонстрирована наноантенна на основе резонансного наноалмаза для эффективного усиления и управления излучением КУ-центров [24]. Однако благодаря современным методам фабрикации наноструктур (например, литография) существует возможность объединения наноалмазов с диэлектрическими резонансными системами с помощью прецизионного манипулятора в сканирующем электронном микроскопе [25] Для ближнего ИК диапазона длин волн излучение ионов эрбия, внедренных в матрицу кремния представляют огромный интерес, потому что они способны работать на стандартной телекоммуникационной длине волны, которая совпадает с окном прозрачности оптического волокна [26]. Все это позволяет внедрить разработанные системы на основе ионов эрбия в действующие оптические телекоммуникационные системы. Недавно были продемонстрированы возможности внедрения ионов эрбия в матрицу кремния в тонких пленках с помощью лазерно-индуцированного нагрева [27]. К тому же, был продемонстрирован многоэтапный метод изготовления наноструктуры на основе кремния со слоем диоксида кремния с внедренными ионами эрбия. [17]

Таким образом в этой диссертации предложены, а также теоретически и экспериментально исследованы диэлектрические системы для управления излучением на длине волны бесфонной линии излучения азотно-вакансионных центров в алмазе и ионов эрбия в матрице кремния, излучающих на стандартной телекоммуникационной длине волны. В диссертации были разработаны и

исследованы нанорезонаторы из кремния и фосфата галлия в видимом диапазоне для управления излучением азотно-вакансионных центров в алмазе. Также была разработана и исследована микроволновая диэлектрическая антенна с циркулярной поляризацией микроволнового магнитного поля для управления интенсивностью излучения азотно-вакансионных центров в алмазе. Для ближней инфракрасной области изучены кремневые наноструктуры для контроля и усиления излучения ионов эрбия. Таккже была предложена концепция изготовления активной диэлектрической наноантенны с помощью комбинации нанолитографии и лазерно-индуцированного нагрева для отжига аморфного кремния и внедрения ионов эрбия в матрицу последнего.

Целью диссертационной работы является создание активных диэлектрических наноантенн для управления излучением азотно-вакансионных центров в алмазе, работающих в видимом диапазоне длин волн, а также ионов эрбия, внедренных в матрицу кремния для ближнего ИК-диапазона.

Задачи работы:

1. Исследовать управление интенсивностью оптического излучения азотно-вакансионных центров в наноалмазе с помощью микроволнового магнитного поля.

2. Разработать и исследовать новые типы диэлектрических наноантенн для управления оптическим излучением азотно-вакансионных центров в наноалмазе.

3. Разработать, изготовить и исследовать активные наноструктур на основе кремния, с интегрированными ионами эрбия.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Частота Раби осцилляций 7.87 МГц с отклонением менее 0.16 МГц в интенсивности фотолюминесценции КУ-центров в алмазе объемом 0.43 мм3 достигается в микроволновой диэлектрической антенне, изготовленной из керамики с диэлектрической проницаемостью 254, генерирующей циркулярно-поляризованное микроволновое магнитное поле при входной мощности 4 Вт.

2. Расчетное значение мощности излучения одиночной азото-замещенной вакансии, размещенной в центре алмазной наносферы диаметром 50 нм, возрастает при расположении наноалмаза в центре кремниевого нанорезо-натора в виде цепочки из 2К наноцилиндров и достигает максимального значения на длине волны бесфононной линии люминесценции при N=5 для ориентации азото-замещенной вакансии перпендикулярно оси цепочки и параллельно плоскости подложки.

3. Наличие Ми резонансов в кремниевых усеченных наноконусах, содержащих ионы эрбия, высотой 300 нм с диаметром нижнего основания от 500 до 600 нм и отношением диаметров верхнего и нижнего оснований 0.75 приводит к увеличению интегральной интенсивности фотолюминесценции ионов эрбия не менее чем на 30 % в диапазоне 1.45-1.65 мкм по сравнению с нерезонансными кремниевыми усеченными наноконусами той же высоты и диаметрами нижнего основания от 650 до 720 нм.

4. Максимальное значение и равное распределение мощности излучения в свободное пространство и поверхностный плазмон-поляритон для точечного магнитного дипольного источника, ориентированного параллельно подложке и расположенного в центре кремниевой сферической наноан-тенны, достигается на длине волны 1.55 мкм при расстоянии между наноантенной и поверхностью золотой подложки равном 0.3 мкм.

Научная новизна

1. Впервые была разработана, изготовлена и исследована диэлектрическая резонансная антенна на основе микроволновой керамики с диэлектрической проницаемостью 254 с круговой поляризацией микроволнового магнитного поля для управления интенсивностью оптического излучения азотно-вакансионными центрами в алмазе.

2. Проведено теоретическое исследование диэлектрического нанорезонатора в виде цепочки из наноцилиндров для управления оптическим излучением азото-замещенных вакансий в наноалмазе.

3. Была разработана, изготовлена и исследована диэлектрическая кремниевая наноантенна для управления оптическим излучением внедренных в матрицу кремния ионов эрбия в инфракрасном диапазоне длин волн.

4. Впервые было проведено теоретическое исследование влияния зазора между активной диэлектрической наноантенной и золотой подложкой на оптические свойства структуры, а также продемонстрировано управление каналами излучения: в свободное пространство и поверхностный плазмон-поляритон.

Теоретическая и практическая значимость состоит в разработке диэлектрических структур для управление оптическим излучением азотно-вакансион-ных центров в алмазе и ионов эрбия внедренных в матрицу кремния. В ходе диссертационной работы были предложены активные диэлектрические наноструктуры, которые могут быть использованы не только в нанофотонике, но в различных областях науки и техники, начиная от квантовых систем телекоммуникаций и заканчивая датчиками магнитного поля. Стоит также отметить, что разработанные активные наноструктуры могут лежать в основе перспективных оптических платформ для передачи и обработки данных.

Достоверность результатов работы основана на использовании многочисленных современных методов исследования, обеспечивающих высокую воспроизводимость полученных данных. Результаты экспериментального исследования хорошо согласуются с результатами численного моделирования и не противоречат литературным данным. Полученные результаты прошли апробацию на международных конференциях и опубликованы в рецензируемых журналах.

Апробация результатов работы

1. IV International Conference on Metamaterials and Nanophotonics, METANANO 2019, Россия, Санкт-Петербург, 15-19 июля 2019

2. V International Conference on Metamaterials and Nanophotonics, METANANO 2020, онлайн, 14-18 сентября 2020

3. VI International Conference on Metamaterials and Nanophotonics, METANANO 2021, онлайн, 13-17 сентября 2021

4. SPIE Photonics Europe 2020, онлайн, 29 марта - 2 апреля 2020

5. SPIE Photonics Europe 2022 On Demand, онлайн, 9-15 мая 2022

Личный вклад автора заключается в постановке научных задач и целей исследований. Все теоретические и экспериментальные исследования проведены автором лично или при его определяющем участии. Также автором была собрана экспериментальная установка для измерения оптически детектируемого магнитного резонанса (ОДМР)

Структура и объем диссертации Диссертация состоит из введения, 4 глав и заключения. Полный объем диссертационной работы составляет 91 страница, включая 59 рисунков. Список литературы состоит из 72 наименований.

Публикации Основные результаты по теме диссертации изложены в 9 публикациях, индексируемых в базах данных Scopus и Web of Science.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Первая глава состоит из двух разделов. В первом разделе описываются наноразмерные источники, которые применяются и исследуются в наноструктурах, разработанных в диссертации. Второй раздел представляет собой обзор литературы по исследованиям в области активной нанофотоники.

Вторая глава посвящена теоретическим и экспериментальным методам исследования наноструктур. Также представлены способы изготовления наноструктуры.

В третьей главе обсуждается контроль излучения азотно-вакансионных центров в наноалмазах. Глава разделена на два раздела. Первый раздел посвящен микроволновой антенне, генерирующей однородное микроволновое магнитное поле для управления интенсивностью излучения азотно-вакансионных центров (КУ-центров) в алмазе при манипуляции спина. Во втором разделе обсуждается диэлектрический нанорезонатор для контроля и усиления фотолюминесценции азотно-вакансионных центров в наноалмазах.

Конструкция диэлектрической микроволновой антенны с циркулярно поляризованным магнитным полем в большом объеме для когерентной и эффективной спиновой манипуляции КУ-центрами рассмотрена и представлена на

Рисунок 1 — Прототип диэлектрической антенны основан на цилиндрическом диэлектрическом резонаторе, возбуждаемом двумя контурами тока. Образец алмаза, содержащий КУ-центры, помещается в центр отверстия резонатора и

возбуждается зеленым лазером

рисунке 1. Круговая поляризация достигается возбуждением двух ортогональных гибридных электромагнитных мод ЫЕМц§ с разностью фаз 90° внутри цилиндрического диэлектрического резонатора

Однако контуры с током в прототипе антенны были заменены двумя мик-рополосковыми линиями 50 Ом, что совместимо с технологией печатных плат [28; 29] Ранее методы возбуждения были теоретически исследованы и сравнены [30]. Использование метода возбуждения микрополосковыми линий приводит к незначительному уменьшению (не более чем на 9%) величины микроволнового магнитного поля при равных запитывающей мощности в обоих случаях. Затем были измерены свойства материала (диэлектрическая проницаемость и тангенс потерь) микроволнового резонатора. Резонансная частота прототипа антенны смещена в диапазоне частот 2,65-2,68 ГГц для экспериментальных измерений качества круговой поляризации. Резонансная частота спина КУ-центра может быть отстроена с помощью постоянного магнитного поля.

Принимая во внимание экспериментально измеренное значение диэлектрической проницаемости и тангенса потерь, новый тип возбуждения и диапазон частот, антенна была оптимизирована с помощью численного моделирования, и были полученные следующие размеры диэлектрического резонатора: Т = 4,24 мм, Я = 6,4 мм и Щп =1,5 мм. Прототип антенны (см. рис. 2а) был изготовлен с использованием подложки РЯ-4 толщиной 1,5 мм со следующими размерами: 45 мм х 45 мм с микрополосковыми линиями длиной 20 мм.

Рисунок 2 — (а) Фотография антенны. (б) Численно рассчитанные и экспериментально измеренные обратные потери антенны. (в) Численно рассчитанное распределение магнитного поля внутри антенны, полученное для 2 Вт мощности на каждом входном порту

Диэлектрический цилиндр помещался в середину подложки и был зафиксирован клеем.

Экспериментально измеренные обратные потери антенны хорошо согласованы с численно рассчитанными и ниже -10 дБ для рассматриваемого диапазона частот, как показано на рисунке 2б. Использование микрополосковых линий привели к смещению максимума магнитного поля в отверстии антенны (см. рис.2в) ближе к поверхности печатной платы вдоль направления ^. В процессе экспериментов была учтена важность позиционирования алмаза внутри антенны, потому что это напрямую влияло на ее эффективность. Численно рассчитанный сдвиг составил около 1 мм вдоль оси ^ от центра цилиндра ближе к печатной плате, что было доказано экспериментальными измерениями.

Рисунок 3 — (а) Численно рассчитанное и (б) экспериментально измеренное распределения частоты Раби в центре антенны (х = у = 0, ^=-0,95 мм). Численно рассчитанные и измеренные данные были получены для 2 Вт входной мощности на каждом входном канале

Оценка качества циркулярной поляризации микроволнового магнитного поля, создаваемой антенной, была выполнена с использованием метода измерения частоты Раби, описанного J. Herrmann и др. [31]. Алмазная пластина была расположена в максимуме магнитного поля внутри резонатора (х = у = 0, z=-0,95 мм). Измеренная эллиптичность микроволнового магнитного поля составила около 0,94.

Качество взаимодействия спина NV-центра оценивалось по частоте Раби. Поэтому ее распределение в центральном сечении по плоскости XY в алмаз-

ной пластине было экспериментально измерено. Измерения проводились путем сканирования с использованием гальванических зеркал, и в каждом пикселе измерялось значение частоты Раби с разверткой по времени импульса в малом диапазоне частот. Полоса частот 10 МГц находилась вокруг частоты спинового резонанса КУ-центра с шагом 0,5 МГц. Время микроволнового импульса находилось в диапазоне от 12,5 нс до 600 нс с шагом 12,5 нс. Экспериментальные данные, полученные в ходе измерений, были дополнены 2Э-моделью Раби осцилляций, учитывающей все 3 сверхтонких компоненты. Частотное сканирование позволило пренебречь эффектами отстройки частоты резонанса, вызванных градиентом магнитного поля смещения и распределением деформаций в кристалле образца. Из полученных данных следовало, что частота спинового резонанса КУ-центра отклонялась не более чем на ± 0,3 МГц и соответствовало отклонению магнитного поля смещения на ± 8 А/м в области сканирования. На рисунке 3 представлены измеренные и численно рассчитанные графики распределения частоты Раби. Частота Раби была рассчитана с использованием следующей формулы уравнения: [32]

^ = 2уе| < 0|&|1 > \В = л/2уеВ (1)

где £>х - оператор проекции вращения на ось х, В - величина магнитного поля, а уе - гиромагнитное соотношение. Было получено хорошее согласование между измеренными данными и численно рассчитанными. Минимальная частота Раби

Рисунок 4 — (а) Схематическое изображение диэлектрической микроволновой антенны. (б) Фотография изготовленного образца (в) Численно рассчитанное распределение микроволнового магнитного поля

составила 7,13 МГц и наблюдалась в середине области сканирования, в то время как максимальная частота Раби равнялась 7,67 МГц по краям области сканирования. Таким образом, изменения частоты Раби в плоскости XY на сканируемой области 0,8 мм2 составили 0,54 МГц со стандартным отклонением 0,16 МГц.

Таким образом была изучена и продемонстрирована микроволновая диэлектрическая антенна для манипулирования спином NV-центра.

Дополнительно была рассмотрена и исследована плоская диэлектрическая микроволновая антенна. Размеры микроволновой антенны и фотография представлены на рисунке 4а и б соответственно. Микроволновые магнитные поля в рассматриваемой антенне сосредоточены в центре над небольшим отверстием (см. рис. 4в). Это было сделано специально для того, чтобы поместить стеклянную подложку с наноструктурой в положение наибольшего магнитного поля. Для возбуждения антенны использовалась микрополосковая линия. С помощью численных методов геометрические параметры антенны были оптимизированы для обеспечения резонанса на частоте около 2,87 ГГц и с линейно поляризованным микроволновым магнитным полем.

Микроволновая плоская диэлектрическая антенна была изготовлена промышленным способом с использованием технологии печатных плат. Для подключения антенны к микроволновому генератору разъем SMA был припаян к микрополосковой линии. Обратные потери были экспериментально измерены с помощью векторного анализатора Planar TR5048 в диапазоне частот 2,2-3,5

Frequency, GHz

Рисунок 5 — (а) Численно рассчитанные и измеренные бл-параметры микроволновой антенны. (б) Экспериментально измеренные ОДМР-спектры

для различных температур

ГГц. Экспериментально измеренные обратные потери соотносились с численно рассчитанными (см. рис. 5а). Экспериментальная апробация проводилась с использованием КУ-центров в наноалмазах, размещенных на стеклянной подложке с наночастицами золота. Нагрев окружающей среды осуществлялся тем же лазером, который возбуждает КУ-центры. Наночастицы золота поглощали лазерное излучение и нагревали окружающую среду. Рисунок 5б демонстрирует измеренные спектры оптически детектируемого магнитного резонанса (ОДМР) для различных температур.

Для усиления спонтанного излучения КУ-центров в наноалмазе был исследован нанорезонатор, состоящий из кремниевых наноцилиндров. Кремниевые цилиндры - это наиболее подходящая форма, которая может быть изготовлена методом электронной нанолитографии. Схема рассматриваемой конструкции кремниевого нанорезонатора показана на рисунке 6.

Наноразмерный излучатель был смоделирован как точечный электрический диполь, который имитирует электронно-дипольный переход в КУ-центрах. Диполь был ориентирован вдоль оси х и помещен внутри наноалмаза сферической формы диаметром ё, = 50 нм и показателем преломления п = 2,4 [33]. Алмазная наночастица была помещена в центр кремниевого нанорезонатора, где

Glass Si

Substrate nanoparticle

T j

■ * —j Nanodiamond у L

Рисунок 6 — Схематическое изображение предлагаемой наносистемы (сверху). Сферический наноалмаз с КУ-центром, ориентированным вдоль оси х, помещен в центр диэлектрического нанорезонатора между цилиндрами на

подложке

наблюдалась максимальная величина электрического поля для бесконечной на-ноцепочки. Расчетные размеры следующие: высота равна диаметру 140 нм, период 190 нм и 20 наночастиц для усиления на частоте V = 470 ТГц или длине волны 637 нм, что соответствует бесфононной линии (БФЛ) КУ-центра в наноалмазах.

Рисунок 7 — (а) Полный и (б) излучательный фактор Парселла нанорезонатора, состоящего из 20 кремниевых цилиндров диаметром и высотой D = h = 138,5 нм и периодом а = 188,5 нм, изготовленных из материала с действительной частью диэлектрической проницаемости £ = 15 и размещенных на подложке с показателем преломления п = 1,5, рассчитанным для различных значений мнимой части диэлектрической проницаемости £" : синий - £"=0,005, оранжевый - £"=0,01, зеленый - £"=0,05, красный - £"=0.1

Было исследовано влияние диэлектрических потерь на свойства оптического резонатора. Для этого мнимая часть £" диэлектрической проницаемости изменялась в диапазоне от 0.01 до 0.1 с фиксированной действительной частью диэлектрической проницаемости £ = 15.

На рисунке 7 численно рассчитан полный и излученный фактор Парселла для рассматриваемого нанорезонатора с различным значением потерь. Фактор Парселла был вычислен по следующей формуле:

7-, Р rad + ^nonrad /0\

ьр =-Б-, (2)

^rad,0

где Ргас1 - мощность, излучаемая диполем в резонатор, РП0пгас1 - потери мощности в резонаторе, а РГас1,о - мощность, излучаемая диполем в свободном пространстве.

Для случая е" =0.01 общий коэффициент и коэффициент излучения Парселла, уменьшались до ~30 и ~23, соответственно. При потерях 0,1 фактор Парселла резко снижался до ~10 и ~3, соответственно. Очень важно отметить, что очень высокая добротность и фактор Парселла для резонатора может быть достигнута за счет увеличения количества частиц [34], но это невозможно в резонаторе с потерями.

Number of cylinders in chain

Рисунок 8 — Численно рассчитанная зависимость добротности, полного и излучательного факторов Парселла от количества кремниевых

наноцилиндров в цепочке

Чтобы продемонстрировать это, были рассчитаны зависимость добротности, полного и излучательного факторов Парселла от количества кремниевых наноцилиндров в цепочке на длине волны излучения бесфонноной линии азотно-замещенной вакансии и представлены на рисунке 8. Добротность резонатора (см. рис. 8, оранжевая кривая) резко увеличивалась с 20 для 4 наноцилиндров до примерно 140 для 20 наноцилиндров и достигла своего насыщения. Полный фактор Парселла (см. рис. 8, синяя кривая с кружками) достиг максимального значения 10 для 16 наночастиц, а для большего количества наночастиц немного уменьшается до 8. Излучательный фактор Парселла (см. рис. 8, синяя кривая с треугольниками) достиг максимального значения для 10 наночастиц

и равен 5. Увеличение количества наночастиц привело к увеличению потерь и, как следствие, снижению излучательного фактора Парселла.

(a)

Glass Substrate

(в)

□ □ □*□ □ □

J

(б)

о

Glass Substrate

Рисунок 9 — Схематическое изображение нанорезонатора фосфида галлия в различных проекциях: (а) XZ-проекция; (б) YZ-проекция и (в) ХУ-проекция.

Красная стрелка показывает ориентацию электрического диполя

Дополнительно была рассмотрена наноцепочка, изготовленная из фосфида галлия (СаР). В видимом диапазоне СаР имеет относительно высокий показатель преломления и обладает пренебрежимо малыми оптическими потерями [35].

Рисунок 10 — Численно рассчитано: (а) дисперсия бесконечной цепочки наноцилиндров фосфата галлия, размещенной на стеклянной подложке с показателем преломления п = 1,5; (Ь) распределение х-компоненты электрического поля в зазоре между наночастицами; (с) зависимость коэффициента Парселла от различного количества наночастиц в. Легенда демонстрирует количество частиц в цепочке

Схема нанорезонатора, сделанного из СаР, была продемонстрирована на рисунке 9. Резонатор состоял из наноцилиндров, размещенных на подложке так, чтобы основные оси наноцилиндров были ориентированы параллельно стеклянной подложке (см. рис. 9б и в) В численных расчетах диэлектрическая проницаемость фосфида галия была принята за постоянную величину, равную £ = 11,2 без потерь [35], значение которой соответствует длине волны БФЛ в ОТ-центре («470 ТГц).

Сначала была рассчитана дисперсия бесконечной цепочки наноцилиндров для получения геометрических размеров наноструктуры. Численно рассчитанные параметры исследуемой структуры следующие: диаметр наноцилиндра d = 165 нм, высота наноцилиндра Ь = 145 нм и период цепочки а = 200 нм. После этого была рассчитан фактор Парселла для системы без потерь с различным количеством наночастиц с использованием того же метода, что и для кремниевого нанорезонатора. Далее наноалмаз с электрическим диполем, ориентированным вдоль оси х (см. рис. 9а) был помещен в центр конечной наноцепочки на подложку. Зависимость фактора Парселла от количества СаР наночастиц в цепочке была продемонстрирована на рисунке 10в. Наибольшее значение фактора Парселла, равного 10, было достигнуто для 20 наночастиц в цепочке, в то время как для четырех наночастиц уменьшалось до 3 (см. рис. 10в).

Рисунок 10б демонстрирует распределение х-компоненты электрического поля в зазоре между наночастицами бесконечной цепочки. Видно, что наибольшая амплитуда поля наблюдалась в центре разрыва. Смещение наноалмаза в это положение привело к увеличению фактора Парселла примерно до 20.

Четвертая глава посвящена активным диэлектрическим наноантеннам, работающим на основной телекоммуникационной длине волны. Глава разделена на два раздела. В первом разделе исследуется диэлектрическая наноантенна на основе кремния, легированного эрбием, на стеклянной подложке для управлению излучением только в свободное пространство (световой канал). Во втором разделе были представлены теоретические исследования наночастицы кремния с Ми-резонансом и точечным магнитным диполем внутри частицы над золотой

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Ярошенко Виталий Витальевич, 2022 год

Литература

1. Jiang Nina, Zhuo Xiaolu, Wang Jianfang. Active Plasmonics: Principles, Structures, and Applications // Chemical Reviews. — 2018. — Vol. 118, no. 6. — Pp. 3054-3099. — PMID: 28960067. URL: https://doi.org/10.1021/acs.chemrev. 7b00252.

2. Maier Stefan Alexander. Plasmonics - Fundamentals and Applications. — Springer, 2007.

3. Deterministic coupling of site-controlled quantum emitters in monolayer WSe2 to plasmonic nanocavities / Yue Luo, Gabriella D. Shepard, Jenny V. Arde-lean et al. // Nature Nanotechnology. — 2018. — Dec. — Vol. 13, no. 12. — Pp. 1137-1142. — URL: https://doi.org/10.1038/s41565-018-0275-z.

4. Ultrabright Room-Temperature Sub-Nanosecond Emission from Single Nitrogen-Vacancy Centers Coupled to Nanopatch Antennas / Simeon I. Bogdanov, Mikhail Y. Shalaginov, Alexei S. Lagutchev et al. // Nano Letters. — 2018.

— Vol. 18, no. 8. — Pp. 4837-4844. — PMID: 29969274. URL: https: //doi.org/10.1021/acs.nanolett.8b01415.

5. All-dielectric nanophotonics: the quest for better materials and fabrication techniques / Denis G. Baranov, Dmitry A. Zuev, Sergey I. Lepeshov et al. // Optica. — 2017. — Jul. — Vol. 4, no. 7. — Pp. 814-825. — URL: http://www.osapublishing.org/optica/abstract.cfm?URI=optica-4-7-814.

6. Optically resonant dielectric nanostructures / Arseniy I. Kuznetsov, An-drey E. Miroshnichenko, Mark L. Brongersma et al. — 2016. — Vol. 354, no. 6314.

7. Multipolar response of nonspherical silicon nanoparticles in the visible and near-infrared spectral ranges / Pavel D Terekhov, Kseniia V Baryshnikova, Yuriy A Artemyev et al. // Physical Review B. — 2017. — Vol. 96, no. 3.

— P. 035443.

8. Liu Wei, Kivshar Yuri S. Generalized Kerker effects in nanophotonics and meta-optics // Optics express. — 2018. — Vol. 26, no. 10. — Pp. 13085-13105.

9. Spinelli P, Verschuuren MA, Polman A. Broadband omnidirectional antire-flection coating based on subwavelength surface Mie resonators // Nature communications. — 2012. — Vol. 3, no. 1. — Pp. 1-5.

10. Substrate-induced resonant magnetoelectric effects for dielectric nanoparti-cles / Andrey E Miroshnichenko, Andrey B Evlyukhin, Yuri S Kivshar, Boris N Chichkov // Acs Photonics. — 2015. — Vol. 2, no. 10. — Pp. 1423-1428.

11. Polarization-controlled selective excitation of Mie resonances in a dielectric nanoparticle on a coated substrate / D. A. Pidgayko, Z. F. Sadrieva, K. S. Ladutenko, A. A. Bogdanov // Phys. Rev. B. — 2020. — Dec. — Vol. 102.

— P. 245406. — URL: https://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevB.102.245406.

12. Barnes William L., Dereux Alain, Ebbesen Thomas W. Surface plasmon sub-wavelength optics // Nature. — 2003. — Aug. — Vol. 424, no. 6950. — Pp. 824-830. — URL: https://doi.org/10.1038/nature01937.

13. Brongersma Mark L., Shalaev Vladimir M. The Case for Plasmonics // Science.

— 2010. — Vol. 328, no. 5977. — Pp. 440-441. — URL: https://science. sciencemag.org/content/328/5977/440.

14. Zayats Anatoly V., Smolyaninov Igor I., Maradudin Alexei A. Nano-optics of surface plasmon polaritons // Physics Reports. — 2005. — Vol. 408, no. 3. — Pp. 131-314.

15. Staude Isabelle, Pertsch Thomas, Kivshar Yuri S. All-Dielectric Resonant Meta-Optics Lightens up // ACS Photonics. — 2019. — Vol. 6, no. 4. — Pp. 802-814. — URL: https://doi.org/10.1021/acsphotonics.8b01326.

16. Manipulation of Magnetic Dipole Emission from Eu3+ with Mie-Resonant Dielectric Metasurfaces / Aleksandr Vaskin, Soheila Mashhadi, Michael Steinert et al. // Nano Letters. — 2019. — Vol. 19, no. 2. — Pp. 1015-1022. — PMID: 30605616.

17. All-Dielectric Silicon Nanoslots for Er3+ Photoluminescence Enhancement / Boris Kalinic, Tiziana Cesca, Sandro Mignuzzi et al. // Phys. Rev. Applied. — 2020. — Jul. — Vol. 14. — P. 014086.

18. Zambrana-Puyalto Xavier, Bonod Nicolas. Purcell factor of spherical Mie resonators // Phys. Rev. B. — 2015. — May. — Vol. 91. — P. 195422.

19. All-Dielectric Silicon Nanogap Antennas To Enhance the Fluorescence of Single Molecules / Raju Regmi, Johann Berthelot, Pamina M. Winkler et al. // Nano Letters. — 2016. — Vol. 16, no. 8. — Pp. 5143-5151. — PMID: 27399057.

20. Modifying magnetic dipole spontaneous emission with nanophotonic structures / Denis G. Baranov, Roman S. Savelev, Sergey V. Li et al. // Laser & Photonics Reviews. — 2017. — Vol. 11, no. 3. — P. 1600268. — URL: https://onlinelibrary. wiley.com/doi/abs/10.1002/lpor.201600268.

21. Multiparticle quantum plasmonics / Chenglong You, Apurv Chaitanya Nellikka, Israel De Leon, Omar S. Magana-Loaiza // Nanophotonics. — 2020. — Vol. 9, no. 6. — Pp. 1243-1269. — URL: https://doi.org/10.1515/nanoph-2019-0517.

22. Paniagua-Dominguez Ramon, Ha Son Tung, Kuznetsov Arseniy I. Active and Tunable Nanophotonics With Dielectric Nanoantennas // Proceedings of the IEEE. — 2020. — Vol. 108, no. 5. — Pp. 749-771.

23. Nitrogen-Vacancy Centers in Diamond: Nanoscale Sensors for Physics and Biology / Romana Schirhagl, Kevin Chang, Michael Loretz, Christian L. Degen // Annual Review of Physical Chemistry. — 2014. — Vol. 65, no. 1. — Pp. 83-105. — PMID: 24274702. URL: https://doi.org/10.1146/ annurev-physchem-040513-103659.

24. Purcell effect in active diamond nanoantennas / A. S. Zalogina, R. S. Savelev, E. V. Ushakova et al. // Nanoscale. — 2018. — Vol. 10. — Pp. 8721-8727. — URL: http://dx.doi.org/10.1039/C7NR07953B.

25. Denisyuk Andrey I., Komissarenko Filipp E., Mukhin Ivan S. Electrostatic pick--and-place micro/nanomanipulation under the electron beam // Microelectronic

Engineering. — 2014. — Vol. 121. — Pp. 15-18. — Nano Fabrication 2013. URL: https://www.sciencedirect.com/science/article/pii/S0167931714000513.

26. Matsuoka Morito, Tohno Shun-ichi. 1.54 mkm wavelength emission of erbium-doped silicon films grown by ion beam epitaxy using sputtering-type metal ion source // Applied Physics Letters. — 1995. — Vol. 66, no. 15. — Pp. 1862-1864. — URL: https://doi.org/10.1063/L113302.

27. Luminescent Erbium-Doped Silicon Thin Films for Advanced Anti-Counterfeit Labels / Artem O. Larin, Liliia N. Dvoretckaia, Alexey M. Mozharov et al. // Advanced Materials. — 2021. — Vol. 33, no. 16. — P. 2005886. — URL: https://onlinelibrary.wiley.com/doi/abs/10.1002/adma.202005886.

28. Balanis C. A. Antenna Theory: Analysis and Design. — 4 edition. — John Wiley and Sons, Inc., 2016.

29. Luk K. M, Leung K. W. Dielectric Resonator Antennas. — 1 edition. — Research Studies Pr Ltd, 2002.

30. Efficient, uniform, and large-volume microwave magnetic coupling to NV centers in diamond using dielectric resonator antennas / Polina Kapitanova, Vladimir V. Soshenko, Vadim V. Vorobyov et al. // Proc. SPIE. — 2018. — Vol. 10733. — URL: https://doi.org/10.1117/12.2320988.

31. Polarization- and frequency-tunable microwave circuit for selective excitation of nitrogen-vacancy spins in diamond / Johannes Herrmann, Marc A. Appleton, Kento Sasaki et al. // Applied Physics Letters. — 2016. — Vol. 109, no. 18. — P. 183111. — URL: https://doi.org/10.1063/L4967378.

32. Scully Marlan O., Zubairy M. Suhail. Quantum Optics. — Cambridge University Press, 1997. — P. 152.

33. Phillip H. R., Taft E. A. Kramers-Kronig Analysis of Reflectance Data for Diamond // Phys. Rev. — 1964. — Nov. — Vol. 136. — Pp. A1445-A1448. — URL: https://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRev.136.A1445.

34. Demonstration of the enhanced Purcell factor in all-dielectric structures / Alexander Krasnok, Stanislav Glybovski, Mihail Petrov et al. // Appl. Phys. Lett. — 2016. — Vol. 108, no. 21. — P. 211105.

35. Aspnes D. E., Studna A. A. Dielectric functions and optical parameters of Si, Ge, GaP, GaAs, GaSb, InP, InAs, and InSb from 1.5 to 6.0 eV // Phys. Rev. B. — 1983. — Jan. — Vol. 27. — Pp. 985-1009. — URL: https://link.aps.org/doi/ 10.1103/PhysRevB.27.985.

36. Selective Plasmonic Enhancement of Electric- and Magnetic-Dipole Radiations of Er Ions / Bongseok Choi, Masanobu Iwanaga, Yoshimasa Sugimoto et al. // Nano Letters. — 2016. — Vol. 16, no. 8. — Pp. 5191-5196. — PMID: 27436631. URL: https://doi.org/10.1021/acs.nanolett.6b02200.

37. Green Martin A. Self-consistent optical parameters of intrinsic silicon at 300K including temperature coefficients // Solar Energy Materials and Solar Cells. — 2008. — Vol. 92, no. 11. — Pp. 1305-1310. — URL: https://www.sciencedirect. com/science/article/pii/S0927024808002158.

38. Selective Plasmonic Enhancement of Electric- and Magnetic-Dipole Radiations of Er Ions / Bongseok Choi, Masanobu Iwanaga, Yoshimasa Sugimoto et al. // Nano Letters. — 2016. — Vol. 16, no. 8. — Pp. 5191-5196. — PMID: 27436631.

39. Raman characterization of the structural evolution in amorphous and partially nanocrystalline hydrogenated silicon thin films prepared by PECVD / Zhi Li, Wei Li, Yadong Jiang et al. // Journal of Raman Spectroscopy. — 2011. — Vol. 42, no. 3. — Pp. 415-421. — URL: https://analyticalsciencejournals. onlinelibrary.wiley.com/doi/abs/10.1002/jrs.2711.

Synopsis

General thesis summary

Relevance

The volume of information transmitted from day to day is growing at a tremendous rate, so one of the most popular tasks in modern science is the development of new technologies that can provide greater network bandwidth. The transmittance of the information includes the increasing speed and the security of the transmitted data. This can be achieved using optical chips, as well as quantum-photonic devices, one of the basic elements of which are nanoscale optical emitters.

For a long time, plasmon nanostructures [1; 2] were used to control optical radiation. Such resonators allow to achieve high values of the Purcell factor [3;4], however, in such resonators there are strong dissipative losses, and also controlling the radiation direction can cause difficulties [1; 2]. It is also worth noting that plasmonic nanostructures cause photoluminescence quenching [1]. Dielectric nanostructures do not have the above disadvantages and attract interest in nanophotonics to control and enhance light scattering due to multipole resonances(e.g. Mie resonances). [5; 6] Combined excitation of different Mie-resonances makes possible directivity patterns control. [7-11] When nanoparticle structures are placed at the metal substrates the light power can be excited in surface plasmon polaritons (SPPs) [2; 12-14]. Mie-resonances of the dielectric nanostructures can change the local density of optical states(LDOS) which lead to the enhancement of the emission intensity of nanoemitters [15-17]. Therefore, the dielectric nanostructures are used for the light emission control special nanoscale sources (excited atoms, molecules, quantum dots, etc). [18; 19] Combining of the nanoscale emitter and dielectric nanostructure opens new class of the nanophotonics which calls active dielectric nanophotonics [20-22].

At the moment, one of the most promising nanoscale radiation sources is nitrogen-substituted vacancies (NV centers) in diamond. NV centers in diamonds have optical properties such as high coherence time, optical reading of the electron spin state and

luminescence at room temperature. It is worth noting that at room temperature, the phononless radiation line, whose wavelength is approximately 637 nm, accounts for approximately 4% of the total photoluminescence intensity [23]. Recently, a nanoantenna based on a resonant nanodiamond was demonstrated for effective amplification and control of the radiation of NV centers [24]. However, thanks to modern methods of nanostructure fabrication (lithography), it is possible to combine nanodiamonds with dielectric resonance systems using a precision manipulator in a scanning electron microscope [25]

For the near-IR wavelength range, the emission of erbium ions embedded in the silicon matrix is of great interest because they work at a standard telecommunication wavelength that coincides with the transparency window of the optical fiber [26]. All this makes it possible to implement the developed systems based on erbium ions into existing optical telecommunication systems. Recently, the possibility of introducing erbium ions into the silicon matrix in thin films using laser-induced heating [27] has been demonstrated. However, a multi-stage method of manufacturing a silicon-based nanostructure with a layer of silicon dioxide with embedded erbium ions was demonstrated for the manufacture of a resonant nanostructure. [17]

Thus, in this dissertation, dielectric systems for controlling radiation at the wavelength of a zero phonon line of nitrogen vacancy centers in diamond and erbium ions in a silicon matrix emitting at a standard telecommunication wavelength are proposed, as well as theoretically and experimentally investigated. Nanocavity made of silicon and gallium phosphate in the visible range for controlling the emission of nitrogen vacancy centers in diamond have been developed and investigated. A microwave dielectric antenna with circular polarization of the microwave magnetic field was also developed and investigated to control the intensity of radiation of nitrogen vacancy centers in diamond. For the near-infrared region, silicon nanostructures have been studied to control and enhancement of the emission of erbium ions. The concept of fabrication an active dielectric nanoantenna using a combination of nanolithography and laser-induced heating for annealing amorphous silicon and doping erbium ions into the matrix of silicon is also proposed.

The goal of the dissertation is the creation of active dielectric nanoantennas for controlling the radiation of nitrogen vacancy centers in diamond operating in the visible wavelength range and erbium ions embedded in the silicon matrix for the near-infrared range.

In order to achieve the goal in the framework of the thesis, the following objectives have been established: To achieve this goal the following tasks have to be solved:

1. Investigation of the NV centers in nanodiamonds intensity control using a microwave magnetic field.

2. Development and studying of new dielectric nanoantenna types for controlling the optical radiation of NV-centers in nanodiamond.

3. Development, fabrication and studying of active nanostructures based on silicon doped with erbium.

Statements that are presented for defense:

1. The Rabi frequency of 7.87 MHz with a deviation of less than 0.16 MHz in the intensity of photoluminescence of NV centers in a diamond with a volume of 0.43 mm3 is achieved in a microwave dielectric antenna made of ceramics with a dielectric permittivity of 254, generating a circularly polarized microwave magnetic field at an input power of 4 watts.

2. The calculated value of the radiation power of a single nitrogen-vacancy centre located in the center of a diamond nanosphere with a diameter of 50 nm increases when the nanodiamond is located in the center of a silicon nanoresonator in the form of a chain of 2N nanocylinders and reaches its maximum value at the zero-phonon line wavelength when N=5 and the orientation of the nitrogen-vacancy center is perpendicular to the axis of the chain and parallel to the plane of the substrate.

3. The presence of Mie resonances in silicon truncated nanocones with embedded erbium ions with a height of 300 nm, bottom diameters from 500 to 600 nm and a ratio of the upper and bottom diameters of 0.75 leads to increasing of the integral photoluminescence intensity of erbium ions by at least 30 %

in the range of 1.45-1.65 (m compared with non-resonant silicon truncated nanocones of the same height and bottom diameters from 650 to 720 nm.

4. The maximum value and equal distribution of radiation power into free space and the surface plasmon-polariton for a point magnetic dipole source oriented parallel to the substrate and located in the center of a silicon spherical nanoantenna is achieved at the wavelength of 1.55 (m with a distance between the nanoantenna and the surface of the gold substrate equals to 0.3 (m.

The novelty of research

1. For the first time, a dielectric resonant antenna based on microwave ceramics with a dielectric permittivity of 254 with a circular polarization of the microwave magnetic field was developed, fabricated and investigated to control the intensity of optical radiation of NV-centers in diamond.

2. A theoretical study of a dielectric nanoresonator in the form of a chain of nanocylinders for controlling the optical radiation of NV-centers in nanodiamond has been carried out.

3. A dielectric silicon nanoantenna was developed, fabricated and studied to control the optical radiation of erbium ions embedded in the silicon matrix in the infrared wavelength range.

4. For the first time, a theoretical study of the influence of the gap between an active dielectric nanoantenna and a gold substrate on the optical properties of the nanostructure was carried out, and control of radiation channels was demonstrated: into free space and a surface plasmon-polariton.

The theoretical and practical significance of the work are concluded in the development of dielectric structures for controlling the optical radiation of NV-centers in nanodiamond and erbium ions embedded in the silicon matrix. Active dielectric nanostructures were proposed that can be used not only in nanophotonics, but in various fields of science and technologies, from quantum telecommunications systems to magnetic field sensors. It is also worth noting that the developed active nanostructures can be the basis of promising optical platforms for data transmission and processing.

The accuracy of the work results are based on the use of numerous modern research methods that ensure high reproducibility of the obtained data. The results of a experimental research are in a good agreement with the numerical simulation results and do not contradict the literature data. The results obtained passed the approbation at international conferences and published in peer reviewed journals.

Approbation of research results. The main research results were presented and discussed at the following conferences:

1. IV International Conference on Metamaterials and Nanophotonics, METANANO 2019, Russia, St. Petersburg, 15-19 July 2019

2. V International Conference on Metamaterials and Nanophotonics, METANANO 2020, online, 14-18 September 2020

3. VI International Conference on Metamaterials and Nanophotonics, METANANO 2021, online, 13-17 September 2021

4. SPIE Photonics Europe 2020, online, 29 March - 2 April 2020

5. SPIE Photonics Europe 2022 On Demand, online, 9-15 May 2022

Personal contribution of the author consists of setting scientific objectives and research goals. All theoretical and experimental studies were carried out by the author personally or with his decisive participation. The author also assembled an experimental setup for measuring optically detected magnetic resonance (ODMR)

Thesis structure and number of pages The thesis consists of an introduction, 4 chapters, a conclusion, and a list of references. The total volume of the thesis is 91 pages, including a bibliography with 72 references. The work contains 59 drawings, placed inside the chapters.

Publications

The main results of research are described in 9 publications indexed in the Scopus and Web of Science databases.

MAIN CONTENT OF THE WORK

First chapter consists of two sections. The first section describes nanoscale sources which are applied and investigated in the nanostructures developed in the dissertation. The second section is literature review on the searches in active nanophotonics.

Second chapter is about theoretical and experimental methods of nanostructures investigation. Also the fabrication method of the nanostructure is represented and discussed.

Third chapter discusses the emission control of the NV-centers in nanodiamonds. The chapter is divided into two sections. The first section is devoted to a microwave antenna generating a uniform microwave magnetic field to control the radiation intensity of NV centers in a diamond by spin manipulation. The second section discusses dielectric nanoresonators for the NV-center photoluminescence control and enhancement.

The design of a dielectric microwave antenna with a circularly polarized magnetic field over a large volume for the coherent and effective spin manipulation of NV centers are considered and represented in Figure 1. The circular polarization reached by the excitation of two orthogonal hybrid electromagnetic modes HEM115 with a 90° phase difference inside of a cylindrical dielectric resonator

Figure 1 — The dielectric antenna prototype based on a cylindrical dielectric resonator excited by two current loops. An diamond sample containing NV-centers is placed in the center of the resonator hole and pumped by a green laser

However, the current loops in the antenna prototype was replaced two 50 Ohm microstrip lines that is compatible with printed circuit board (PCB) technology. [28; 29] Previously,the excitation methods was theoretically investigated and compared [30]. Using the strip lines excitation method leads to slight decreasing of (no more than 9%) the microwave magnetic field magnitude for the same feeding power in both cases. Next, the material properties (dielectric permittivity and loss tangent) of the microwave resonator were measured.

The resonant frequency of the antenna prototype shifts in the frequency range of 2.65-2.68 GHz for the experimentally measurerments of the circular polarization quality. With the help of the NV center spin resonance frequency can be detuned by the bias magnetic field.

Taking into account the experimentally measured permittivity value and loss tangent, new excitation type and the MW frequency range, the antenna has been numerically optimized, and received dielectric resonator dimensions are the following: T = 4.24 mm, R = 6.4 mm, and Rin =1.5 mm. The prototype antenna (see Fig. 2a) have been fabricated using a 1.5-mm-thick FR-4 substrate with the following dimensions: 45 mm x 45 mm with the 20 mm 50 Ohm microstrip lines. The dielectric cylinder is placed in the middle of the substrate and fixed by a glue.

The experimentally measured return loss of the antenna is are in good agreement with the numerically calculated and better than -10 dB for the considered frequency range, as demonstrated in Figure 2b. Using of the microstrip lines leads to the

(a)

Port 1

(b) o

Port 2

(c)

2.75

100 200 IH |, A/m

300

Figure 2 — (a) The antenna photo. (b) Numerically calculated and experimentally

measured return losses of the antenna. (c) The Numerically calculated MW magnetic field distribution inside of the antenna obtained for 2 W of power at each

input port

shift of the maximum of the magnetic field the antenna hole (see Fig.2c) closer to the PCB surface along the z direction. Highly import to take shifts for the precise diamond plate positioning during the experimental research and to have the highest performance of the antenna. Numerically calculated shift is about 1 mm along the z-axis from the center the cylinder closer to the PCB, which was proved by the experimental scanning.

The MW magnetic field polarization quality measurements by the antenna were carried out using the Rabi frequency measurement technique described by J. Herrmann et al. [31]. The diamond plate was positioned in the maximum of the MW magnetic field inside the resonator (x = y = 0, z=-0.95 mm).The measured ellipticity of the circular polarized microwave magnetic field is about of 0.94.

The quality of interaction of the spin of the NV-center was estimated by the Rabi frequency. Therefore, the distribution in the central cross-section over the XY plane into the diamond plate was experimentally measured. The measurements was done by the scanning using the galvo mirrors and at each pixel the full Rabi frequency value were measured with pulse time sweep over small MW frequency band. The 10 MHz frequency band was around the NV-center spin resonance frequency with 0.5 MHz step. The microwave pulse time was in range from 12.5 ns to 600 ns with 12.5 ns step. Experimental data obtained during measurements was fitted

Figure 3 — (a) Numerically calculated and (b) experimentally measured Rabi frequency distribution map plotted in the middle of the antenna (x = y = 0, z=-0.95 mm). The numerically calculated and measured data were obtained for

2 W of input power at each port

with 2D Rabi oscillation model taking into account all 3 hyperfine components. The frequency sweep allows to neglect the detuning effects caused by the bias magnetic field gradient and strain distribution in the crystal of the sample. From the obtained data, the NV-center spin resonance frequency deviates no more than ± 0.3 MHz and corresponds to the bias magnetic field deviation of ± 8 A/m in the scanned area. Figure 3 represents the measured and numerically calculated Rabi frequency distribution contour plots. The the rabi Frequaency was calculated using the following equation: [32]

ft = 2ye| < 0\SX\1 > |B = V2yeB

(1)

where Sx is the spin projection operator on the x-axis, B is the magnetic field magnitude and ye is the gyromagnetic ratio. Very high agreement between the measured data and numerically calculated is observed. The minimum Rabi frequency of 7.13 MHz was observed in the middle of the scanning area at the same moment the maximum Rabi frequency of 7.67 - at the edges of the scanning area. Thus, the peak-to-peak Rabi frequency changes in the XY plane over the scanned area of 0.8 mm2 is 0.54 MHz with a standard deviation of 0.16 MHz.

Therefore, the microwave dielectric antenna for the manipulation of the spin of the NV center were studying and demonstrated.

Additionally planar dielectric microwave antenna was considered and studied. The microwave antenna dimension and the photo are represented in Figure 4a

Figure 4 — (a) Schematic representation of the planar dielectric microwave antenna. (b) Photo of the fabricated sample (c) Numerically calculated microwave

magnetic field distribution

and b, respectively. The microwave magnetic fields in the considered antenna are concentrated in the center over a small hole (see Fig. 4c). It is done specifically to place a glass substrate with a nanostructure in the position of the highest magnetic field. For the excitation of the antenna a microstrip line is used. Using numerical methods the geometrical parameters of the antenna was optimized to have the resonance at the frequency of about 2.87 GHz and with the linearly polarized microwave magnetic field.

Frequency, GHz f. MHZ

Figure 5 — (a) Numerically calculated and measured Sn-parameters of the microwave antenna. (b) Experimentally measured ODMR-spectra for different

temperatures

The microwave planar dielectric antenna was fabricated commercially using the printed circuit board technology. To connect the antenna to the microwave generator, the SMA connector was placed to the microstrip line. The return losses was experimentally measured with the help of a vector network analyzer Planar TR5048 in the frequency range 2.2-3.5 GHz. Experimentally measured return losses are in good agreement with the numerically calculated (see Fig. 5a). The experimental approbation was performed using NV-center in nanodiamonds placed on the the glass substrate with the gold nanoparticles. The environment heating of the was performed by the same laser which excite the NV-centers. The gold nanoparticle absorb the laser radiation and heat environment. Figure 5b demonstrates the measurements of the optically determined magnetic resonance(ODMR) spectrum for the different heating temperatures.

For the enhancement of the spontaneous emission of NV-centers in a nanodiamond, a nanoresonator consists of the silicon nanocylinders are considered.

The silicon cylinders is the most suitable shape which can be fabricated by electron beam nanolithography. The scheme of the considered design of the silicon nanocavity is demonstrated in Figure 6.

Glass Si

Substrate nanoparticle

T j

■ • —j Nanodiamond y L

Figure 6 — Schematic representation of the proposed nanosystem (from the top). A spherical nanodiamond with NV-center oriented along x-axis is placed in the center of a dielectric nanocavity between the cylinder on the substrate

The nanoemitter was modeled as a point electric dipole which imitates the electron dipole transition in the NV-centers. The dipole was oriented along the ^-axis and placed inside of a nanodiamond in the spherical shape of diameter d = 50 nm and refractive index n = 2.4 [33]. Diamond nanoparticle was put in the center of the silicon nanochain, where the maximum electric field magnitude was observed for the infinite nanochain. The calculate dimensions of the nanochain are following: height equals to the diameter of 140 nm, the period of 190 nm and 20 nanoparticles to have enhancement at the frequency of v = 470 THz or the wavelength of 637 nm, that corresponds to the zero-phonon line of NV-center in nanodiamonds.

Varying the losses the influence at the the properties of optical resonator were studied. For that imaginary part e" of the dielectric permittivity changes in the range from 0.01 to 0.1 with fixed the real part of permittivity e' = 15.

In Figure 7 the total and radiative Purcell factor numerically calculated for the considered nanocavity with the different loss value. The Purcell factor was computed

by the following equation:

F =

p

Prad + P

nonrad

P

rad,0

where Prad is the power radiated with the resonator, Pnonrad is the power loss in resonator and Prad0 is the power radiated in free space.

(a)

35 30

tj25 ro

U_

= 20

cu u

| 15

ro 3 10

(b)

460

465

470 y, THz

475

480

35 30

P 25

u 20

L_

D CL

QJ 15 >

.2 10 T3

to

* 5

460

465

470 y, THz

475

480

Figure 7 — (a) Total and (b) Radiative Purcell factor of the nanocavity made of 20 cylinders with diameter and height D = h = 138.5 nm and period a = 188.5 nm made of material with the real part of the permittivity £ = 15 and placed on a substrate with refractive index n = 1.5 calculated for the different values of the

imaginary part of the permittivity blue - £"=0.005, orange

£"=0.05, red - £"=0.1

e"=0.01, green

For the case of £"=0.01 the total and radiative Purcell factor are decreased to «30 and «23, respectively. For the losses of 0.1 the Purcell factors are dramatically decreased to «10 and «3, respectively. It is highly important to note that very high quality factor and the Purcell Factor of the resonator can be achieved by increasing the number of particles [34], but it is not possible in the lossy resonator.

To demonstrate that point for the considered dependencies of the quality factor, total and radiative Purcell factors on the number of nanocylinders in the chain for the fixed were calculated and represented in Figure 8. The quality factor (see Fig. 8, orange curve) dramatically increases from 20 for 4 nanocylinders to «140 for 20 nanocylinders and achieves its saturation. The total Purcell factor (see Fig. 8, the blue curve with circles) raised to its maximum equals to 10 for 16 nanoparticles

160 -|

140 -

o 120 -

u

ro u. 100 -

>«

4-1 80 -

ro

o 60 -

40 -

20 J

12 16 20 24 28 32 Number of cylinders in chain

Figure 8 — Numerically calculated dependence of the quality factor, total and radiative Purcell factors on the number of nanocylinders in the chain

and for higher number of nanoparticles slightly decreases to 8. The radiative Purcell factor (see Fig. 8, the blue curve with triangles)reachecl the maximum value for 10 silicon nanoparticles and equals to 5. Increasing number of nanoparticles leads to increasing of losses and as a result decreasing of the radiative Purcell factor.

(a) Glass Substrate

□ [ 3 Di □ □ □ X

1 Nanodiamind

(c)

(b)

ii

Glass Substrate

Figure 9 — The schematic representation of the gallium phosphide nanocavity in different projections: (a) XZ-projection; (b) YZ-projection and (c) XY-projection. The red arrow shows the electric clipole orientation

Additionally,the nanochain made of Gallium Phosphicle(GaP) is considered. In the visible range GaP has relatively high refractive index and lossless [35].

(a) _

n 472

I" /

£468 /

0.94 0.96 0.98 l.l kpa/Ti

Figure 10 — Numerically calculated: (a) dispersion of an infinite chain of gallium phosphate nanocylinders placed on a glass substrate with refractive index n = 1.5; (b) the x-component electric field Distribution of in the gap between the nanoparticle; (c) Purcell factor dependence on the different numbers of nanoparticle in the chain. The legend demonstrates the number of particles in the

chain

The GaP nanocavity design is demonstrated in Figure 9. It consists of several nanocylinders which is placed on the substrate with the main axes of the nanocylinders oriented parallel to the glass substrate (see Fig. 9b and c) In the numerical calculations the dielectric permittivity of GaP was taken as constant value equal to £ = 11.2 without losses [35], which value corresponds to NV-center ZPL wavelength(«470 THz).

Firstly, the dispersion of the infinite chain of nanocylinders were calculated to obtain geometrical dimensions of the nanostructure. The numerically calculated parameters of the studied structure are following: the nanocylinder diameter of d = 165 nm, the nanocylinder height of h = 145 nm and the chain period of a = 200 nm. After that the Purcell factor for the lossless system with different number of nanoparticles using the same method as for the Si nanocavity. The nanodiamond with a electric dipole oriented along x-axis (see Fig. 9a) and placed in the center of a finite chain of GaP nanoparticles on the substrate. The dependence of the Purcell factor on the number of the GaP nanoparticles in the chain is demonstrated in Figure10c. The highest value of the Purcell factor of 10 is reached for 20 nanoparticles in the chain, while for four nanoparticle decreases up to 3 (see Fig. 10c).

Figure 10b demonstrates the x-component electric field distribution in the gap between nanoparticles of the infinite chain. It is seen that the highest magnitude is

observed in the center of the gap. The nanodimond shift to that position leads to increasing of the radiative Purcell factor up to about 20.

Fourth chapter is about active dielectric nanoantennas for the telecommunication wavelength. The chapter is divided into two section. The first section discusses the dielectric nanoantennas based on the silicon doped with erbium on the glass substrate and demonstrate investigation of the enhancement and directivity control in light channel only. The second section provides the theoretical research of the Mie resonance silicon nanoparticle with the point magnetic dipole over the gold substrate and considers radiation in the near-infrared wavelength range into two channels: light and surface plasmon polariton(SPP).

The erbium ions has the optical transition which is corresponded to the standard telecommunication wavelength of 1.55 jam [26] and deeply mixed electric and magnetic dipoles transitions [36]. At the beginning, the electric dipole transition was consider for that two types of resonat silicon nanoparticles: spherical and cylindrical were studied. The electric dipole resonance of the silicon nanoparticles were considered when the coincidence with the erbium emission wavelength of 1.55 jam was observed.

For the silicon nanosphere with the diameter of 600 nm due to the small refractive index of glass difference of the Purcell factor between two orientations of the electric dipole is negligibly small. For the ED resonance at the wavelength of 1.55 jam

Wavelength (nm) Wavelength (nm) Wavelength (nm)

Figure 11 — (a) Numerically calculated: scattering cross section for the silicon nanosphere, the Purcell factor contour plots for: (b) perpendicular and (c) parallel orientations of dipole relative to the substrate as functions of wavelength and sphere diameter; Insets: upper - directivity of ED resonant nanoparticle at the wavelength of 1540 nm, lower - orientation of a dipole inside of nanoparticle; red dashed line is the standard telecommunication wavelength

Figure 12 — Numerically calculated: scattering cross section for the silicon nanocylinders corresponds to polarization of electric field: (a) parallel and (c) perpendicular to the axes of cylinder. Numerically calculated the Purcell factor contour plots for: (b) perpendicular and (d) parallel orientations of dipole relative to the substrate as functions of wavelength and sphere diamete. Insets: upper -directivity of ED resonant nanocylinder at the wavelength of 1540 nm, lower -orientation of a dipole inside of nanoparticle; red dashed line is the standard

telecommunication wavelength

the Purcell factors are approximately equal to each other for two orientations and achieve 155 and 160 for perpendicular and parallel dipole orientations, respectively (see Fig. 11b, c). F or the calculation of the Purcell factor two orientation of the dipole were considered: parallel and perpendicular with respect to the cylinder axis. Since the electric dipole resonance spectral position depends on the plane wave incident angle for the silicon nanocylinder the calculation for two cases, when the electric field vector was parallel (see Fig. 12a) and perpendicular (see Fig. 12c) to the cylinder axes were carry out. It corresponds to the dipole orientation inside of the nanocylinder along and perpendicular to the cylinder axis. The height of the cylinder was fixed in all calculations and equal to 300 nm.

For the case when the electric dipole is oriented along the cylinder axes the ED resonance is observed at the wavelength of 1.55 (m when the diameter is equal to about 590 nm (see Fig. 12a) and the Purcell factor value reached approximately 150 (see Fig. 12b). When the electric dipole is perpendicular to the cylinder axis of the diameter is about 700 nm (see Fig. 12c) and the Purcell factor value reaches 170 (see Fig. 12d).

Therefore, the electric dipole emission control at the wavelength of about 1.55 (m. For all considered cases the Purcell factor values are around 150.

Next, selective enhancement of the electric and magnetic dipole emissions in the silicon nanocylinder on the glass substrate was studied. (see Fig. 13a)

Firstly, the resonance of the silicon nanocylinder was tuned to the erbium emission wavelength of 1.55 ( m and the cylinder has the following dimensions: the diameter of 450 nm and the height of 300 nm, placed on the glass substrate(see Fig. 13b).

After that, the Purcell factors for electric and magnetic dipoles were estimated seperatly. In Figure 14 the calculated Purcell factor for electric and magnetic dipoles in two positions: in the center (blue lines) and on the top(orange lines) of the nanocylinder(see Fig.13a) are demonstrated. It is highly import to mention that the electric dipole is oriented along x-axis and the magnetic one - along y-axis (see Fig.13a, axis). In the cases when the magnetic dipole is placed in the center the Purcell factor at the wavelength of 1.54(m, reaches its maximum value and equals

Figure 13 — (a) The design of the silicon nanoparticle on the glass substrate. (b) Numerically calculated scattering cross section under normally incident plane wave

Figure 14 — Numerically calculated Purcell factor for (a) for the x-oriented electric and (b) the y-oriented magnetic dipoles

to about 200. At the same moment the Purcell factor for the electric dipole is blue shifted. But the Purcell factor value at the desired wavelength is higher then for the magnetic case and reaches the value of 250.

For the electric dipole case the Purcell factor has the maximum value when the dipole is positioned on the top of the nanocylinder(see Fig.14a, orange curve) and achieves the highest value of about 1750. At same moment the Purcell factor for the magnetic dipole dramatically decrease up to about 10(see Fig.14b, orange curve).

It is high important to note that the point electric dipole emission enhancement is an order higher than the magnetic case. For case when electric and magnetic dipoles positioned in the center enhancement are quite equal. Quasi-selective enhancement observed only for the case when the electric dipole is laying on the top of the silicon nanocylinder where the Purcell factor in two orders higher than for the magnetic one (see Fig.14).

Additionally, Mie-resonant silicon nanocones covered by erbium layer (see Fig. 15) have been consider taking into account the fabrication process. Firstly, numerical simulations to obtain the geometrical parameters of the nanostructure was carry out and perform multipole decomposition of the induced moments linearly polarized normally incident plane to tune them to the erbium transition 41\3/2 ^ 4I\5/2 at the wavelength of 1.54 ^m (see Fig. 15). The cone height was fixed and equals H = 300 nm, the ratio of top and bottom nanocone diameters is about Dtop/Dbot = 0.75. Varying the bottom cone diameter Dbot from 400 nm to 700 nm

Figure 15 — The conceptual design of the system. The erbium energy level

diagram

in the wavelength range from 1.2 |am to 1.7 |am the multipole decomposition of the silicon cone polarization induced by the plane wave for the first order multipoles (ED and MD) which makes easier to obtain coincidence to the erbium transition and the structure dimensions for the first order resonance are smaller, than for the higher orders. In Figure 16a the scattering cross sections for electric, and magnetic dipoles and their sum are shown. Note, that all maps are normalized on the maximum value of the three cases. The sum intensity (see Fig. 16a, Sum) is lower than the electric dipole one (see Fig. 16a, ED) and explained by the interference between electric and magnetic dipoles [10]. For the cone with the bottom diameter of D\)0t ^ 550 nm the sum maximum is observed.

To estimate how the nanocone influence on the erbium spontaneous emission the calculation of only the radiative Purcell factor was performed since silicon is lossless in the considered wavelength range [37]. Since the erbium transition 4/i3/2 ^ 4^i5/2 is the deeply mixed electric and magnetic dipole transitions [38] point electric (p-dipole) and magnetic (m-dipole) dipole sources were considered.

a ED MD Sum

1.2 1.3 1.4 1.5 1.6 1.7 1.2 1.3 1.4 1.5 1.6 1.7 1.2 1.3 1.4 1.5 1.6 1.7

X, ym h, nm h, f.tm

Figure 16 — (a) The multipole decomposition of the scattering cross section (A, Dj,ot)-maps: ED - electric, MD - magnetic clipoles, and Sum - the multipole sum. (b) Calculated averaged Purcell factor (A, D&oi)-maps: electric (p-clipole),

magnetic (m-dipole) clipole and the averaged Purcell factor for the p- and m-clipoles ((p + m)aver). Note: the contour plot color intensity of the m-dipole Purcell factor is multiplied by the factor of 10. The white clashed line corresponds to the standard telecommunication wavelength

Since the nanocone is covered by the erbium layer the Purcell factor was averaged over 3 clipole orientations and its positions over top and side surfaces.

The calculated averaged Purcell factor is represented in Figure 16b. The highest Purcell factor is observed for the p-clipole case (see Fig. 16b, p-clipole) and achieves the value up to about 650 for the nanocone with the bottom diameter of Dj,ot ~ 500 rim at the standard telecommunication wavelength (see Fig. 16b, the white clashed line). For the m-dipole case, the averaged Purcell factor is much smaller than for the p-clipole case and reaches only the value of « 20, for the same wavelength and the nanocone with the bottom diameter of « 450 nm (see Fig. 16b, m-dipole). Averaging the Purcell factor over the two clipole types leads to a decreasing its value compared to the p-clipole case up to about 320 (see Fig. 16b, (p + m)aver). The maximum of the Purcell factors for the clipole sources (see Fig. 16b) are slightly shifted to to the higher wavelength range compared to the SCS maximums (see

Fig. 16a) due to different excitation sources. Therefore, the enhancement of the point electric dipole transition is privileged in comparison with the magnetic one.

Based on the geometrical parameter obtained in the numerical simulation the array of the aSi nanocones with the different bottom diameters have been fabricated. The ratio of the top and bottom diameter is DtoP/Dbot = 0.75 due to the feature of plasma etching of the structure. Next, using the annealing fluence of about 15 mJ/cm2 the silicon nanocones with different bottom diameters Dbot from « 500 nm to « 700 nm were annealed. After the annealing Raman and DF scattering spectra and the PL intensity were measured. The Raman scattering peak is observed at 518 ± 2 cm-1 (see Fig. 17a) which corresponds to the crystallized phase of silicon [39].

Finally, DF scattering spectra were compared with observed integral PL intensities in the wavelength range from 1.45 - 1.65 (m. The highest integral PL intensity is observed for the nanocone with the diameter of about 525 nm which corresponds to the highest DF scattering intensity (see Fig. 17b and 17c). The PL intensity (see Fig. 17c) is normalized to the minimum intensity. With increasing the cone bottom diameter (Dj,ot) the PL intensity decreased which corresponds to the resonance peak shifting to the higher wavelength range. This results are in good agreement with the numerically calculated predictions (see Fig. 16a and 16b). PL and Raman spectra for the nanocone with a bottom diameter of about 530 nm corresponded to the red circle dot in Figure 17c are shown in Figure 17d. Therefore, for the Mie-resonant silicon nanocone the integral PL intensity is up to « 40% higher than for the non-resonant case.

The second section provides the theoretical research of the Mie-resonant silicon nanoparticle with the point magnetic dipole over the gold substrate and considers radiation in the near-infrared wavelength range into two channels: light and surface plasmon polariton(SPP).

Figure 18 demonstrates the considered nanostructure and its geometrical parameters: a Si nanosphere is positioned the gold pedestal on the gold substrate. Therefore this structure can be considered for the possible experimental realization. The gold cone is used to fix gap between the nanosphere and the substrate. Using

Raman

1.0 700

0.8 3

aj p 650

0.6 > c

0.4 4-J l/l •C o 600

c 43

aj Q

0.2 4-1 c 550

0.0 500

450 475 500 525 550

cm

PL Intensity

. 1.4

p

03 >

±! 1.2 i/i c aj

4-1

c

- 1.0

-O — -e

V ^

500 550 600 650 700 Dbot, nm

DF Scattering

d 400

cm 500

-l

600

1.0

p

aj

t0-5

c

aj

0.0

1.45 1.50 1.55 1.60 1.65

A.jjm

Figure 17 — Experimentally measured (a) Raman and (b) dark-field spectra over the different bottom diameters of the silicon cone, (c) The dependency of the photoluminescence intensity on the cone bottom diameter, (cl) PL and Raman spectra for the nanocone with a bottom diameter of about 530 nm correspond to the red circle clot in (c). The white clashed line corresponds to the standard telecommunication wavelength. The white arrow shows the direction of the

resonance shift

numerical simulations, it was shown that the cone has no influence on the nanosphere optical properties and was omitted in consideration.

Firstly, the silicon nanosphere dimension was calculated in vacuum when the magnetic clipole resonance corresponds to the erbium emission at the standard telecommunication wavelength. The diameter of the nanosphere was 425 nm. After that the nanoparticle was placed over the gold substrate at the gold pedestal. It was calculated the the cone has low influence in the optical properties and was omitted in the further consideration. The behavior of the plane wave scattering and point magnetic clipole is quite the same. The main results of the calculation for the pane

wave scattering and the magnetic dipole placed in the sphere over gold substrate are represented.

Extremely important information about light scattering by resonant nanoparticles located near a metal surface of the substrate is the of the scattered energy distribution between two scattering channels: light which propagates away in free space and SPP which propagating along the substrate surface. In Figure 19 SCSs (h,A) maps calculated for the light (see Fig. 19a) and SPP-channels (see Fig. 19b), and its ratio (see Fig. 19c) are demonstrated. The SCSs maximums are observed at the wavelength of « 1.55 |m and Onght > OsPP for all considered gap distance h and wavelength A. Moreover, approximately equal the scattered energy distribution between light and SPP channels (ospp/ought « 0.8) is observed only for the case when the gap h « 0.34 |m, which relates to the first MD resonance with respect to the gold substrate. For all others of gap distances h the value has the following relation: o SPP << Ought (see Fig. 19c).

For the estimation of the influence of the silicon nanoparticle on the point magnetic dipole oriented along y-axis radiation is considered without the nanoparticle over the gold substrate at the fixed wavelength of 1.55 | m. Its radiation powers into light and SPP channels are demonstrated in Figure 20a as

(a)

(b)

e

c

o o

on

Figure 18 — (a) The system design. The green lift jack symbolizes the changing the gap height in the system which leads to the energy control distribution between light and SPP channels. (b) Schematic representation of the system

0.0+-0.00.0 0.0"-0.'

1.2 1.3 1.4 1.5 1.6 1.7 1.2 1.3 1.4 1.5 1.6 1.7 1.2 1.3 1.4 1.5 1.6 1.7

A.fjm A./um A.fim

Figure 19 - The contour plot of (a) the SCS into light, (b) the SCS into SPP, (c) ratio between scattering cross sections into SPP and light

the clipole power dependence on its position with respect to the substrate. The fluctuations of the radiated power in light (see Fig. 20a, blue curve) is observed. However the power emitter in SPP (see Fig. 20a, orange curve) is decreasing with increasing of the gap height h. The main reason of it is that the clipole emission into light interfere with the reflected light from the substrate. In case of SPP channel, the emission has no any interference in the far-field regions.

After that the magnetic clipole with the same orientation was placed exactly in the silicon nanosphere center. The radiated powers into light and SPP represented in Figure 20b. The same fluctuations of the light power (see Fig. 20b, blue curve) with the extremum shifted towards the larger gap h compared to the clipole without the nanosphere is observed. Also for that case, one can see weak oscillations of the SPP power (see Fig. 20b, orange curve), which is a result of interference between SPPs generated by the point clipole source and scattering of the silicon nanosphere. However, the ratio between power radiated into SPP and light stays approximately the same for the free point magnetic clipole and the point magnetic clipole inside the silicon nanosphere (see Fig. 20c). The Purcell factor of the magnetic clipole placed above the substrate without the nanosphere is in two orders smaller than for the case with the silicon nanosphere for all values of h (see Fig. 20cl). The the Purcell factor fluctuations (see Fig. 20cl, blue curve) are associated with the interference effect mentioned above. It is important to note that the SPP channel provides the maximum influence, equal approximately to the light channel, on the Purcell factor

(a) l.o-

=j

m

0.8-

<u

o 0.6-

Q.

T3 0.4-

0)

«3 0.2-

«3

CÙ o.o-

(C)

1.0 0.81 S 0.61

a.

§: 0.41

cl

0.21

0.0

0.0

m-dipole Au substrate

(b) l.o-

=j

m

0.8-

<u

o 0.6-

Q.

T3 0.4-

0)

«3 0.2-

«3

CÙ o.o-

Pspp/PLight

Si Sph over Au sub m-dipole over Au sub

0.5

1.0

h.fjm

1.5

2.0

0 0.0

Si Sphere Au substrate

Purcell Factor

- Si Sph over Au sub

m-dipole over Au sub ---Si Sph in vacuum

0.5

1.0

h, ¡im

1.5

2.0

Figure 20 — The normalized power emitted by (a) the magnetic clipole placed above a gold surface, (b) the magnetic clipole located inside the silicon nanosphere placed above the gold substrate, (c) ratio between radiated power in SPP and in light over the gold substrate as functions of the height h, (cl) corresponding Purcell

factor. All results correspond to the wavelength of 1.55 |xm. Legends: Light -power radiated in Light channel, SPP - power radiated in SPP channel and Sum -the total power radiated in light and SPP channels; Si Sph over Au sub - the silicon sphere with the point magnetic clipole over the gold substrate, Si Sph in vacuum - the silicon sphere with the point magnetic clipole in vacuum and m-clipole over Au sub - the point magnetic clipole over the gold substrate

only at h « 0.3 |xm, where the SPP excitation is maximum. Thus, in this resonant state, the presence of the SPP channel provides ~ 40% of the contribution to the increases of the Purcell factor.

Summary of the main results of the thesis:

1. It was shown that a dielectric microwave antenna for controlling the radiation intensity of nitrogen-vacancy centers in diamond generates a circularly

polarized microwave magnetic field with a high degree of ellipticity of 0.94 and allows obtaining a frequency of Rabi oscillations in the intensity of photoluminescence of diamond equal to 7.87 MHz with a deviation of less than 0.16 MHz at an input power of 4 watts.

2. The theoretically calculated maximum radiation power of the NV center in a nanodiamond placed in a dielectric nanoresonator consisting of silicon nanocylinders at the wavelength of a zero-phonon line reaches for 10 nanoparticles in a chain.

3. Silicon nanoparticles in the form of a truncated cone with embedded erbium ions were fabricated using a combination of nanolithography and laser-induced heating methods for simultaneous annealing and doping with silicon erbium ions.

4. It was found that for a resonant silicon nanoparticle in the form of a truncated nanocone, the integral intensity of erbium ion radiation in the range from 1.45 to 1.65 (m was 40% higher compared to non-resonant nanoparticles of the same shape.

5. It was shown that for a resonant silicon nanosphere with a point magnetic dipole inside (an active nanoantenna) located on a gold substrate, the maximum value and equal distribution of power into free space and the surface plasmon-polariton of a magnetic dipole at a wavelength of 1.55 (m is achieved when the height of the gap between the nanoparticle and the gold substrate is approximately 0.3 (m and the orientation of the magnetic dipole parallel to the substrate surface.

Acknowledgments. In conclusion, the author of the dissertation expresses his sincere gratitude to the scientific supervisor Dmitry Zuev for his contribution to gaining experience in conducting experimental research using optical methods, consulting when planning scientific projects and preparing for presentations at scientific conferences. The author expresses gratitude to Roman Savelev for teaching numerical simulation methods and consultations on the theoretical part of the work, Polina Kapitanova and Evgenii Svechnikov for teaching microwave research methods and consultations on issues related to the microwave part of the dissertation, as

well as Andrey B. Evlyukhin for teaching multipole decomposition methods. The author also expresses gratitude to his colleagues Elena Gerasimova, Mikhail Zyuzin, Eduard Ageev, Artem Larin, Yali Sun, Marina Obramenko, Anna Dyatlovich, Lidiya Mikhailova for consultations and assistance in conducting experimental studies, as well as Dmitry Dolgintsev for assistance in conducting research using a scanning electronic microscopy. For creating and providing conditions for conducting scientific research at a high level, the author thanks Pavel Belov and Irina Melchakova, and also the entire management and administrative staff of the School of Physics and Engineering in ITMO University. In addition, the author would also like to express gratitude to the school teacher Marina G. Kulishkina (now the head of Gymnasium No. 5 in Vladikavkaz) for her key role in choosing physics as the area of work. The work was funded by the Russian Foundation for Basic Research (RFBR) Project No. 20-37-90147.

Main publications on the topic of the thesis:

[A1] Yaroshenko V., Zuev D., Evlyukhin A.B. Resonant channeling of light near metal surface by passive and active silicon nanoparticles // Surfaces and Interfaces - 2022, pp. 102344 [A2] Vitaly Yaroshenko, Vladimir Soshenko, Vadim Vorobyov et al. / Circularly polarized microwave antenna for nitrogen vacancy centers in diamond // Review of Scientific Instruments. — 2020. — Vol. 91, no. 3. — P. 035003.

[A3] O.N. Sergaeva, V. V. Yaroshenko, I. A. Volkov et al./ Increase of the Zero-Phonon-Line Emission from Color Centers in Nan odiamonds by Coupling with Dielectric Nanocavity // Semiconductors. — 2019. — Vol. 53, no. 14.

— Pp. 1942-1945.

[A4] Elena N. Gerasimova,Vitaly V. Yaroshenko, Pavel M. Talianov et al. / Real-Time Temperature Monitoring of Photoinduced Cargo Release inside Living Cells Using Hybrid Capsules Decorated with Gold Nanoparticles and Fluorescent Nanodiamonds // ACS Applied Materials & Interfaces. — 2021.

— Vol. 13, no. 31. — Pp. 36737-36746.

[A5] Vitaly Yaroshenko, Artem Larin, Eduard Ageev, Dmitriy Zuev / Purcell effect control in active silicon dielectric nanoantenna for the near-IR wavelength range// Journal of Physics: Conference Series. — 2019. — 3.

— Vol. 1461. — P. 012195.

[A6] Vitaly Yaroshenko, Artem Larin, Eduard Ageev, Dmitriy Zuev/ Purcell effect control in oligomer based active nanoantenna for the near-IR wave length range // AIP Conference Proceedings. — 2020. — Vol. 2300, no. 1.

— P. 020133.

[A7] Vitaly Yaroshenko, Marina Obramenko, Artem Larin et al. / Dielectric metasurface for emission control of magnetic dipole in the near-IR wavelength range // Journal of Physics: Conference Series. — 2021. — nov. — Vol. 2015, no. 1. — P. 01216. [A8] Vitaly Yaroshenko, Andrey Semenov, Eduard Ageev, Dmitry Zuev. / Dielectric nanocavity for the emission control of a single-photon source // Nanophotonics VII — 2020. — SPIE Vol. 11345. — Pp. 220 - 224. [A9] Vitaly Yaroshenko, Marina Obramenko, Alexander Goltaev et al. / Silicon nanoparticle for erbium ion emission control // Nanophotonics IX -2022. — SPIE Vol. 12131. — Pp. 9

Bibliography

1. Jiang Nina, Zhuo Xiaolu, Wang Jianfang. Active Plasmonics: Principles, Structures, and Applications // Chemical Reviews. — 2018. — Vol. 118, no. 6. — Pp. 3054-3099. — PMID: 28960067. URL: https://doi.org/10.1021/acs.chemrev. 7b00252.

2. Maier Stefan Alexander. Plasmonics - Fundamentals and Applications. — Springer, 2007.

3. Deterministic coupling of site-controlled quantum emitters in monolayer WSe2 to plasmonic nanocavities / Yue Luo, Gabriella D. Shepard, Jenny V. Arde-lean et al. // Nature Nanotechnology. — 2018. — Dec. — Vol. 13, no. 12. — Pp. 1137-1142. — URL: https://doi.org/10.1038/s41565-018-0275-z.

4. Ultrabright Room-Temperature Sub-Nanosecond Emission from Single Nitrogen-Vacancy Centers Coupled to Nanopatch Antennas / Simeon I. Bogdanov, Mikhail Y. Shalaginov, Alexei S. Lagutchev et al. // Nano Letters. — 2018.

— Vol. 18, no. 8. — Pp. 4837-4844. — PMID: 29969274. URL: https: //doi.org/10.1021/acs.nanolett.8b01415.

5. All-dielectric nanophotonics: the quest for better materials and fabrication techniques / Denis G. Baranov, Dmitry A. Zuev, Sergey I. Lepeshov et al. // Optica. — 2017. — Jul. — Vol. 4, no. 7. — Pp. 814-825. — URL: http://www.osapublishing.org/optica/abstract.cfm?URI=optica-4-7-814.

6. Optically resonant dielectric nanostructures / Arseniy I. Kuznetsov, An-drey E. Miroshnichenko, Mark L. Brongersma et al. — 2016. — Vol. 354, no. 6314.

7. Multipolar response of nonspherical silicon nanoparticles in the visible and near-infrared spectral ranges / Pavel D Terekhov, Kseniia V Baryshnikova, Yuriy A Artemyev et al. // Physical Review B. — 2017. — Vol. 96, no. 3.

— P. 035443.

8. Liu Wei, Kivshar Yuri S. Generalized Kerker effects in nanophotonics and meta-optics // Optics express. — 2018. — Vol. 26, no. 10. — Pp. 13085-13105.

9. Spinelli P, Verschuuren MA, Polman A. Broadband omnidirectional antire-flection coating based on subwavelength surface Mie resonators // Nature communications. — 2012. — Vol. 3, no. 1. — Pp. 1-5.

10. Substrate-induced resonant magnetoelectric effects for dielectric nanoparti-cles / Andrey E Miroshnichenko, Andrey B Evlyukhin, Yuri S Kivshar, Boris N Chichkov // Acs Photonics. — 2015. — Vol. 2, no. 10. — Pp. 1423-1428.

11. Polarization-controlled selective excitation of Mie resonances in a dielectric nanoparticle on a coated substrate / D. A. Pidgayko, Z. F. Sadrieva, K. S. Ladutenko, A. A. Bogdanov // Phys. Rev. B. — 2020. — Dec. — Vol. 102.

— P. 245406. — URL: https://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevB.102.245406.

12. Barnes William L., Dereux Alain, Ebbesen Thomas W. Surface plasmon sub-wavelength optics // Nature. — 2003. — Aug. — Vol. 424, no. 6950. — Pp. 824-830. — URL: https://doi.org/10.1038/nature01937.

13. Brongersma Mark L., Shalaev Vladimir M. The Case for Plasmonics // Science.

— 2010. — Vol. 328, no. 5977. — Pp. 440-441. — URL: https://science. sciencemag.org/content/328/5977/440.

14. Zayats Anatoly V., Smolyaninov Igor I., Maradudin Alexei A. Nano-optics of surface plasmon polaritons // Physics Reports. — 2005. — Vol. 408, no. 3. — Pp. 131-314.

15. Staude Isabelle, Pertsch Thomas, Kivshar Yuri S. All-Dielectric Resonant Meta-Optics Lightens up // ACS Photonics. — 2019. — Vol. 6, no. 4. — Pp. 802-814. — URL: https://doi.org/10.1021/acsphotonics.8b01326.

16. Manipulation of Magnetic Dipole Emission from Eu3+ with Mie-Resonant Dielectric Metasurfaces / Aleksandr Vaskin, Soheila Mashhadi, Michael Steinert et al. // Nano Letters. — 2019. — Vol. 19, no. 2. — Pp. 1015-1022. — PMID: 30605616.