Subskrypcja JoVE jest wymagana do oglądania tego materiału. Zaloguj się lub rozpocznij bezpłatny okres próbny.

Artykuł metodologiczny

Spektralna i kątowo-optyczna charakterystyka nanostruktur fotonicznych

6.8K wyświetleń

⸱

DOI:

10.3791/60094

⸱

21 listopada 2019

 ,  , 
1Institut de Ciència de Materials de Barcelona, 2Department of Physics, University of Gothenburg

W tym artykule

Podsumowanie

Struktura pasma fotonicznego umożliwia zrozumienie, w jaki sposób ograniczone mody elektromagnetyczne rozchodzą się w krysztale fotonicznym. W kryształach fotonicznych, które zawierają elementy magnetyczne, takim ograniczonym i rezonansowym modom optycznym towarzyszy zwiększona i zmodyfikowana aktywność magnetooptyczna. Opisujemy procedurę pomiarową mającą na celu wyodrębnienie magnetooptycznej struktury pasmowej za pomocą mikroskopii przestrzeni Fouriera.

Streszczenie

Kryształy fotoniczne to okresowe nanostruktury, które mogą obsługiwać różne ograniczone tryby elektromagnetyczne. Takim ograniczonym trybom zwykle towarzyszy lokalne zwiększenie natężenia pola elektrycznego, które wzmacnia oddziaływania światło-materia, umożliwiając takie zastosowania, jak powierzchniowo wzmocnione rozpraszanie Ramana (SERS) i wykrywanie wzmocnione plazmonami powierzchniowymi. W obecności materiałów magnetooptycznie aktywnych, lokalne wzmocnienie pola powoduje anomalną aktywność magnetooptyczną. Zazwyczaj ograniczone mody danego kryształu fotonicznego zależą silnie od długości fali i kąta padania padającego promieniowania elektromagnetycznego. W związku z tym potrzebne są pomiary spektralne i kątowo-rozdzielcze, aby w pełni je zidentyfikować, a także ustalić ich związek z aktywnością magnetooptyczną kryształu. W tym artykule opisujemy, jak używać mikroskopu w płaszczyźnie Fouriera (tylnej płaszczyźnie ogniskowej) do charakteryzowania próbek magnetooptycznie aktywnych. Jako układ modelowy wykorzystujemy tutaj siatkę plazmoniczną zbudowaną z magnetooptycznie aktywnej wielowarstwy Au/Co/Au. W eksperymentach przykładamy pole magnetyczne do siatki in situ i mierzymy jej wzajemną reakcję przestrzenną, uzyskując odpowiedź magnetooptyczną siatki w zakresie długości fal i kątów padania. Informacje te pozwalają nam na zbudowanie kompletnej mapy struktury pasma plazmonicznego siatki oraz zależnej od kąta i długości fali aktywności magnetooptycznej. Te dwa obrazy pozwalają nam określić wpływ, jaki rezonanse plazmonowe wywierają na odpowiedź magnetooptyczną siatki. Stosunkowo niewielka wielkość efektów magnetooptycznych wymaga starannego traktowania pozyskiwanych sygnałów optycznych. W tym celu opracowano protokół przetwarzania obrazu w celu uzyskania odpowiedzi magnetooptycznej na podstawie pozyskanych surowych danych.

Wprowadzenie

Uwięzione mody elektromagnetyczne w kryształach fotonicznych mogą wynikać z różnych przyczyn, takich jak rezonanse plazmonowe na granicach metal/dielektryk lub rezonanse Mie w dielektrycznych nanostrukturach o wysokim współczynniku załamania1,2,3, i mogą być projektowane tak, aby pojawiały się przy ściśle określonych częstotliwościach4,5. Ich obecność prowadzi do wielu fascynujących zjawisk, takich jak przerwy fotoniczne6,7,8, silna lokalizacja fotonów9, światło spowolnione10 oraz stożki Diraca1. Mikroskopia i spektroskopia w płaszczyźnie Fouriera są podstawowymi narzędziami do charakterystyki fotonicznych nanostruktur, ponieważ umożliwiają uchwycenie wielu kluczowych właściwości uwięzionych modów w nich występujących. W mikroskopii w przestrzeni Fouriera, w przeciwieństwie do konwencjonalnego obrazowania w płaszczyźnie rzeczywistej, informacje są prezentowane jako funkcja współrzędnych kątowych12,13. Metoda ta jest znana również jako obrazowanie tylnej płaszczyzny ogniskowej (BFP), ponieważ rozkład kątowy światła emitowanego z próbki jest rejestrowany z tylnej płaszczyzny ogniskowej obiektywu mikroskopu. Widmo kątowe, czyli wzór emisji dalekiego pola próbki, jest powiązane z pędem światła z niej emitowanego (ħk). W szczególności reprezentuje ono rozkład pędu w płaszczyźnie (kx,ky)14.

W próbkach aktywnych magnetooptycznie wykazano, że obecność ograniczonych wzbudzeń fotonicznych prowadzi do znacznego wzmocnienia odpowiedzi magnetooptycznej15,16,17,18,19. Efekty magnetooptyczne zależą od wzajemnej geometrii pola magnetycznego i padającego promieniowania elektromagnetycznego. Najczęściej spotykane geometrie magnetooptyczne dla światła liniowo spolaryzowanego oraz ich nazewnictwo przedstawiono na Rysunku 1. W niniejszej pracy prezentujemy układ, który można wykorzystać do badania dwóch efektów magnetooptycznych obserwowanych w odbiciu: poprzecznego i podłużnego magnetooptycznego efektu Kerra, skrótowo określanych odpowiednio jako TMOKE i LMOKE. TMOKE jest efektem intensywności, w którym współczynniki odbicia dla przeciwnych stanów namagnesowania są różne, natomiast LMOKE przejawia się jako obrót osi polaryzacji światła odbitego. Efekty te różnią się orientacją namagnesowania względem padania światła; w przypadku LMOKE namagnesowanie jest zorientowane równolegle do składowej wektora falowego światła w płaszczyźnie, natomiast w przypadku TMOKE jest ono do niego prostopadłe. Dla światła padającego normalnie obie składowe pędu światła w płaszczyźnie są zerowe (kx = ky = 0), w konsekwencji oba efekty wynoszą zero. Można łatwo zaprojektować konfiguracje, w których oba efekty występują jednocześnie. Jednakże, aby uprościć analizę danych, w tej demonstracji ograniczamy się do sytuacji, w której występuje tylko jeden z tych efektów, mianowicie TMOKE.

Do pomiaru rozkładu kątowego światła emitowanego przez magnetofotoniczne kryształy można zastosować kilka konfiguracji optycznych. Na przykład w pracy Kalish i wsp.20 oraz Borovkova i wsp.21 taką konfigurację z powodzeniem wykorzystano w geometrii transmisji, aby wykazać wpływ plazmonów na zjawiska magnetooptyczne. Przykładowo, w pracy Kurvits i wsp.2 przedstawiono kilka możliwych konfiguracji dla mikroskopu wykorzystującego obiektyw z korekcją nieskończoności. W naszej konfiguracji, przedstawionej na Rysunku 2A, stosujemy soczewkę z korekcją nieskończoności, w której światło pochodzące z danego punktu próbki jest kierowane przez obiektyw w wiązki współliniowe. Na Rysunku 2A schematycznie przedstawiono wiązki wychodzące z górnej (linie przerywane) i dolnej (linie ciągłe) części próbki. Następnie zastosowano soczewkę zbierającą, aby ponownie skupić te wiązki i utworzyć obraz w płaszczyźnie obrazu (IP). Za płaszczyzną obrazu umieszczono drugą soczewkę, znaną również jako soczewka Bertranda, która rozdziela padające światło w swojej płaszczyźnie ogniskowej na składowe kątowe, przedstawione na Rysunku 2A kolorem czerwonym, niebieskim i czarnym. Z tej tylnej płaszczyzny ogniskowej można za pomocą kamery zmierzyć rozkład kątowy światła emitowanego przez próbkę. W efekcie soczewka Bertranda wykonuje transformację Fouriera wiązki światła, która do niej dociera. Przestrzenny rozkład natężenia w BFP odpowiada rozkładowi kątowemu promieniowania padającego. Pełna mapa odbiciowości próbki w przestrzeni odwrotnej może zostać sporządzona poprzez oświetlenie próbki tym samym obiektywem, który służy do zbierania odpowiedzi próbki. Wiązki padające i wychodzące są rozdzielane za pomocą dzielnika wiązki. Cały układ przedstawiono na Rysunku 3A. Aby uzyskać widmo, konieczne jest zastosowanie regulowanego źródła światła lub monochromatora. Pomiar można następnie powtórzyć dla różnych długości fal, pamiętając, że ze względu na widmo standardowych źródeł światła wyniki należy znormalizować do odbiciowości próbki kontrolnej. W tym celu można użyć lustra lub części próbki, która została celowo pozostawiona bez struktury, aby zapewnić wysoką odbiciowość. Aby ułatwić pozycjonowanie, pokazujemy, jak zintegrować ten układ z dodatkowym systemem optycznym umożliwiającym obrazowanie próbki w przestrzeni rzeczywistej, co przedstawiono na Rysunku 2B.

Przechodzimy teraz do opracowania metody pomiaru spektroskopowego magneto-optycznego z rozdzielczością kątową dla kryształu fotonicznego, wykorzystując jako reprezentatywną próbkę siatkę DVD pokrytą warstwą Au/Co/Au, w której obecność ferromagnetycznego kobaltu wywołuje znaczną aktywność magneto-optyczną.23Okresowa prążkowanie siatki DVD umożliwia powstawanie rezonansów polarytonów plazmonów powierzchniowych (SPP) dla określonych kombinacji długości fali i kąta, które są wyznaczone przez
Wzór na rezonans plazmonowy powierzchni, \(nk_0(\omega)\sin\theta_0 = \pm k_{SPP}(\omega) + \frac{2\pi}{d}m\), optyka.
gdzie n jest współczynnikiem załamania światła środowiska otaczającego, k0 wektor falowy światła w próżni, θ0 kąt padania, d okresowość siatki oraz m jest liczbą całkowitą określającą rząd SPP. Wektor falowy SPP wyraża się wzorem Równanie plazmonów powierzchniowych, wzór na kSPP, optyka i fotonika, schemat analizy teoretycznej. gdzie ε1 i ε2 są przenikalności elektrycznymi warstwy metalicznej i otaczającego środowiska dielektrycznego. Ze względu na grubość wielowarstwowego filmu złoto/kobalt możemy przyjąć, że SPP są wzbudzane wyłącznie na powierzchni filmu wielowarstwowego.

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Protokół

1. Montaż układu

  1. Optyka
    UWAGA: Zbuduj układ zgodnie z przedstawionym schematem na Rysunku 3A na stole optycznym z odpowiednią izolacją od wibracji. Aby uniknąć aberracji sferycznych i innych, wycentruj wszystkie komponenty optyczne (soczewki, otwory itp.) względem wiązki. Układ optyczny pokazano na Rysunku 2 wraz z zaznaczonymi odległościami między komponentami.
    1. Kieruj światło ze źródła światła białego do monochromatora, aby uzyskać monochromatyczną wiązkę światła. Szczegóły dotyczące układu zastosowanego w tej pracy znajdują się w Tabeli materiałów. Ustaw monochromator na długość fali o dobrej intensywności i widoczności, np. 50 nm. Długość fali z widzialnej części widma ułatwia pozycjonowanie elementów optycznych.
    2. Za pomocą soczewki sprzęgającej wprowadź światło do włókna i skolimuj je obiektywem na zakończeniu włókna. W zależności od zastosowanego źródła światła ten krok można pominąć.
    3. Umieść polaryzator 250 mm od soczewki kolimującej, aby spolaryzować wiązkę liniowo, oraz umieść dzielnik wiązki 10 mm od polaryzatora, aby skierować światło do obiektywu mikroskopu.
      UWAGA: Ze względu na skolimowaną wiązkę, wskazane pozycje wyżej wymienionych komponentów nie wpływają na optykę układu pomiarowego i podano je jedynie dla orientacji.
    4. Umieść próbkę na uchwycie wyposażonym w stoły translacyjne x-y-z oraz stół obrotowy umożliwiający obrót próbki o 360 stopni wokół osi z, czyli osi światła padającego na próbkę.
    5. Zamontuj obiektyw na stole translacyjnym umożliwiającym ruch w trzech kierunkach. Najważniejszą z nich jest oś z, która jest niezbędna do ustawienia ostrości na próbce.
      UWAGA: Wymagany sprzęt do translacji próbki zależy od stosowanych próbek. Duże, jednorodne próbki można pozycjonować ręcznie, natomiast próbki o małej powierzchni użytkowej będą wymagały dokładniejszego pozycjonowania, zwłaszcza przy użyciu otworu do ograniczenia obrazowanej powierzchni (krok 1.1.7.). Optyka wiązki wychodzącej z próbki przedstawiona jest schematycznie na Rysunku 2. Obiektyw skorygowany do nieskończoności kieruje fronty fal wychodzące z każdego punktu próbki w wiązki współliniowe.
    6. Umieść soczewkę zbierającą o f = 20 mm (soczewka tubusowa), 30 mm od obiektywu, aby ponownie skupić wiązki i utworzyć obraz w płaszczyźnie obrazu. Ze względu na współliniowe rozchodzenie się światła emitowanego z próbki, soczewkę zbierającą można umieścić w dowolnej odległości od obiektywu.
      UWAGA: Podobnie jak wcześniej, światło wychodzące z obiektywu jest skolimowane. Soczewka tubusowa powinna być jednak umieszczona za dzielnikiem wiązki.
    7. Umieść otwór w płaszczyźnie obrazu w odległości 20 mm od soczewki zbierającej, aby ograniczyć obrazowany obszar do obszaru z naniesionym wzorem. Umieść otwór w centrum wiązki. W przypadku stosowania otworu, wykorzystaj obraz próbki w przestrzeni rzeczywistej do jego pozycjonowania. Dla próbek, w których obszar z wzorem jest większy niż obszar oświetlony wiązką światła, nie jest to konieczne.
    8. Umieść drugą soczewkę o f = 75 mm (soczewka Bertranda), 120 mm za płaszczyzną obrazu, aby stworzyć transformatę Fouriera składowych kątowych obrazu. Transformata powstaje w ogniskowej drugiej soczewki i jest obrazowana za pomocą naukowej kamery sCMOS umieszczonej 75 mm od soczewki Bertranda.
    9. Wyłącznie dla pomiarów LMOKE, wstaw dodatkowy polaryzator pod odpowiednim kątem względem pierwszego polaryzatora pomiędzy dzielnikiem wiązki a soczewką zbierającą.
  2. Magnes
    1. Podłącz magnes do zasilacza i zamontuj go tak, aby pole magnetyczne mogło być przyłożone do próbki. Wybierz, czy pole magnetyczne ma być przyłożone w kierunku podłużnym, poprzecznym czy polarnym (Rysunek 1).
  3. Przygotowanie próbki
    1. Mechanicznie rozmontuj komercyjną płytę DVD; następnie odsłoniętą powierzchnię siatki można łatwo zidentyfikować dzięki jej właściwościom dyfrakcyjnym. Użyj taśmy klejącej, aby usunąć poprzednie powłoki. Oczyść powierzchnię i namocz w etanolu przez 10 min. Siatka jest teraz gotowa do nałożenia powłoki magneto-plazmonicznej.
      UWAGA: Różne komercyjne płyty optyczne, takie jak Blu-ray i CD, mogą wymagać innego protokołu przygotowania.
    2. Nanieś metalową warstwę na odsłoniętą siatkę metodą naparowania wiązką elektronów. Aby zapewnić niską chropowatość, stosuj prędkości naparowania mniejsze niż 5 Å/s.
    3. Zaczynając od 4 nm warstwy adhezyjnej Cr, nanieś naprzemienne warstwy złota i kobaltu, kończąc warstwą ochronną ze złota, aby zapobiec utlenianiu.
      UWAGA: Zastosowano następującą liczbę warstw i grubości: Cr (4 nm)/Au (16 nm)/[Co (14 nm)/Au (16 nm)] × 4/Co (14 nm)/Au (7 nm).
    4. Przeprowadź mikroskopię optyczną lub elektronową (Rysunek 4A), aby zweryfikować stan powierzchni próbki; w przypadku jednorodności i niskiej liczby defektów przystąp do pomiaru.

2. Procedura pomiarowa

  1. Pozycjonowanie próbki
    UWAGA: Jako próbkę ilustracyjną zmierzymy siatkę DVD pokrytą magnetoplazmoniczną warstwą Au/Co/Au. Ze względu na okresową falistość siatki, SPP mogą być wzbudzane pod określonymi kątami padania w zależności od długości fali czoła fali.
    1. Zamocuj próbkę na uchwycie do próbek, używając niewielkiej kropli farby srebrowej. Pozostaw farbę srebrową do wyschnięcia na 10 min.
    2. Zamontuj lustro odchylne za płaszczyzną obrazu, aby umożliwić obrazowanie próbki w przestrzeni rzeczywistej. Wstaw soczewkę L1 o ogniskowej f = 125 mm w taki sposób, aby płaszczyzna obrazu znajdowała się w ogniskowej, a soczewkę L2 o ogniskowej f = 250 mm umieść w odległości 135 mm od soczewki L1.
    3. Na koniec należy umieścić kamerę CCD (charge-coupled device) w odległości 210 mm od soczewki L2, aby zarejestrować powiększony obraz płaszczyzny obrazu. Przesuwać soczewki L1 i L2 do momentu, aż otwór w płaszczyźnie obrazu zostanie wyraźnie odwzorowany na matrycy kamery CCD.
    4. Przesuwaj obiektyw w stronę próbki, aż zostanie ona wyraźnie ustawiona w ostrości w kamerze CCD.
  2. Pomiar odblaskowości optycznej
    1. Korzystając z obrazu próbki w przestrzeni rzeczywistej, ustaw plamkę światła nad odblaskową (niewzorowaną) częścią próbki. Przełącz lustro odchylające, aby zobaczyć płaszczyznę ogniskowej tylnej (BFP) mikroskopu.
      UWAGA: W przypadku siatki z płyty DVD wykorzystujemy ciągłą warstwę metaliczną znajdującą się na krawędzi płyty DVD.
    2. Wybierz obszar tylnej płaszczyzny ogniskowej, który odpowiada pożądanemu stanowi polaryzacji. Zależność między polaryzacją a położeniem w tylnej płaszczyźnie ogniskowej przedstawiono w Rysunek 3BWybierz obszar zainteresowania (AOI) w formie prostokątnego przekroju poprzecznego tylnej płaszczyzny ogniskowej obiektywu (niebieski prostokąt w Rysunek 3C) wzdłuż osi odpowiadającej polaryzacji TM.
      UWAGA: W oprogramowaniu aparatury wykorzystanym w niniejszej pracy osiąga się to poprzez zaznaczenie obszaru zainteresowania (AOI) za pomocą selektorów kursora. Następnie oprogramowanie uśrednia natężenia wzdłuż krótkiego wymiaru prostokąta i traktuje otrzymane widmo jako jednowymiarową tablicę danych, w której każdy punkt danych odpowiada innemu kątowi emisji próbki. W kratkach plazmonicznych tylko światło spolaryzowane w modzie TM, t. j. promieniowanie elektromagnetyczne z polem elektrycznym prostopadłym do rowków kratki, może wzbudzać rezonanse plazmonowe. W związku z tym, w zależności od orientacji kratki, konieczne jest wybranie odpowiedniego stanu polaryzacji poprzez zaznaczenie pionowego lub poziomego przekroju płaszczyzny powrotnej (BFP).
    3. Zmierz widmo źródła światła, klikając Pomiar widma normalizującego, które zostaną wykorzystane później do normalizacji pomiarowych danych odblaskowości. Ponieważ każda długość fali generuje jednowymiarowy zbiór punktów danych, pełne widmo źródła światła jest zapisywane jako tensor dwuwymiarowy, w którym każdy punkt danych reprezentuje kombinację długości fali i kąta.
    4. Korzystając ponownie z obrazu próbki w przestrzeni rzeczywistej, należy ustawić źródło światła nad badanym kryształem fotonicznym. Po powrocie do obrazowania BFP należy upewnić się, że mody plazmonowe są widoczne jako ciemne linie przecinające tylną płaszczyznę ogniskową. Linie te przemieszczają się wraz ze zmianą długości fali światła padającego.
    5. Używając tego samego obszaru zainteresowania (AOI) i tych samych ustawień pomiarowych (tj. czasów ekspozycji, liczby uśrednień), zmierz widmo odbicia kryształu fotonicznego, klikając Pomiar widma odbicia.
    6. Aby uwzględnić zmienność widmową natężenia źródła światła, należy znormalizować uzyskane widmo względem widma źródła światła. W wyniku tego otrzymana zostanie dwuwymiarowa tablica liczb z zakresu od 0 do 1, gdzie 1 odpowiada warunkom całkowitego odbicia, a 0 warunkom całkowitego pochłaniania.
  3. Pomiar magnetooptyczny
    1. Rozpocznij pomiar magneto-optyczny od zmierzenia pętli histerezy przy użyciu kąta i długości fali, które odpowiadają dobrej odpowiedzi magneto-optycznej; zazwyczaj warunki te można znaleźć w pobliżu wzbudzeń SPP. W tym celu wybierz niewielki obszar AOI w pobliżu wzbudzeń SPP i zmierz pojedynczą pętlę.
      UWAGA: Analiza danych niezbędna do ilościowego określenia aktywności magnetooptycznej zależy od rodzaju magnetyzmu wykazującego próbki. W niniejszym przypadku zakładamy odpowiedź ferromagnetyczną i w taki sposób opracowujemy wyniki. Odpowiedź dia- lub paramagnetyczna jest w zasadzie liniowa w stosunku do przyłożonego pola magnetycznego i może być określona ilościowo jako zmiana właściwości optycznych na jednostkę przyłożonego pola magnetycznego. Materiały ferromagnetyczne wykazują nieliniową przenikalność, co wymaga dodatkowego uwzględnienia przy definiowaniu odpowiedzi magnetooptycznej (Patrz Rysunek 3D). TMOKE definiuje się jako zmianę natężenia światła odbitego w funkcji przyłożonego pola magnetycznego, tj. Równanie TMOKE dla efektu Kerr’a w magneto-optyce; formuła; stosowana w fotonice i badaniach optycznych., gdzie I(M) jest intensywnością odbitą od próbki w stanie namagnesowania M.
    2. Wykorzystując pętlę histerezy zmierzoną w punkcie 2.3.1., należy wybrać zakres pól magnetycznych do pomiaru pętli. W przypadku próbek ferromagnetycznych należy przeprowadzić pomiar pól od stanu pełnego nasycenia do stanu nasycenia w kierunku przeciwnym, rozszerzając zakres z odpowiednim zapasem powyżej pola nasycenia. Następnie należy wykorzystać punkty zmierzone w stanie nasycenia do analizy i usunięcia wszelkich wkładów diamagnetycznych lub paramagnetycznych, które można zweryfikować na podstawie ich liniowego charakteru.
    3. Na koniec zmierz natężenie światła odbitego od próbki dla każdego zdefiniowanego punktu pola magnetycznego, powtarzając pomiar w wielu cyklach, jeśli jest to wymagane. Każda długość fali i punkt namagnesowania generują pojedynczą jednowymiarową tablicę danych liczbowych (tj. zmierzone natężenie światła), w której każdy punkt tablicy odpowiada konkretnemu kątowi.

3. Analiza danych

  1. Wykorzystując pętlę histerezy próbki zmierzoną w kroku 2.3.1, przypisz każdą klatkę zmierzoną w kroku 2.3.3 albo do jednego ze stanów nasycenia, albo do stanu pośredniego (Rysunek 3C).
  2. Odrzuć klatki pośrednie i oblicz aktywność magnetooptyczną na podstawie zmierzonych intensywności, stosując wzór Wzór na poprzeczny magneto-optyczny efekt Kerra, równanie TMOKE, koncepcja fizyki optycznej., przy czym operacje są wykonywane oddzielnie dla każdego punktu danych kątowych i długości fali.
    UWAGA: Ponieważ TMOKE jest wyrażany jako względna zmiana natężenia, wyniki nie muszą być normalizowane do widma lampy.
  3. Jeśli próbka wykazuje silną aktywność paramagnetyczną (lub rzadziej diamagnetyczną), którą należy odjąć w celu uzyskania wiarygodnego porównania nasyconych stanów magnetycznych, należy odjąć liniowy wkład wynikający z aktywności paramagnetycznej lub diamagnetycznej poprzez dopasowanie linii (ponownie oddzielnie dla każdego piksela, kąta i punktu długości fali) do punktów pomiarowych przy nasyceniu, a następnie usunąć ten wkład liniowy.

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Wyniki

Rysunek 4A przedstawia mikrografię z transmisyjnego mikroskopu elektronowego (SEM) komercyjnej siatki DVD pokrytej wielowarstwą Au/Co/Au, która została wykorzystana jako próbka demonstracyjna w naszych eksperymentach. Jej widma optyczne i magnetooptyczne przedstawiono odpowiednio na Rysunku 4B,C. Szczegóły dotyczące wykonania próbki przedstawiono w innej publikacji23. Czarne linie na ...

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Dyskusja

Wprowadziliśmy układ pomiarowy i protokół do uzyskiwania kątowo rozdzielczych widm magnetooptycznych kryształów optycznych. W szczególności przedstawiono przypadek materiałów ferromagnetycznych, które wymagają dodatkowej analizy danych w celu uwzględnienia nieliniowej przepuszczalności materiału. Spektroskopia magnetooptyczna o wysokiej rozdzielczości kątowej ma dodatkową przewagę nad metodami o rozdzielczości niekątowej, ponieważ mody ograniczone mogą być łatwiej zidentyfikowane, ponieważ pojawiają się jako wyraźnie zde...

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Oświadczenia

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

Doceniamy wsparcie finansowe ze strony hiszpańskiego Ministerio de Economía y Competitividad poprzez projekty MAT2017-85232-R (AEI/FEDER,UE), Severo, Ochoa (SEV-2015-0496) oraz przez Generalitat de Catalunya (2017, SGR 1377), przez CNPq - Brazylia, oraz przez Komisję Europejską (Marie Skłodowska-Curie IF HIGHLIGHT - DLV-748429).

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule
NazwaFirmaNumer katalogowyKomentarze
Rozdzielacz wiązkiThorlabsBSW27
Obiektyw BertrandThorlabsLA1608f=75 mm
Kamera CCDThorlabs1500M-GE-TEKamera do obrazowania przestrzeni rzeczywistej
Soczewkazbierająca ThorlabsITL200f=200 mm
Soczewka kolimacyjnaZeiss420640-9800Powiększenie 10x NA 0.3
Flip lustroThorlabsCCM1-P01/M
Mocowanie lustra uchylnegoThorlabsFM90/M
L1-soczewkaThorlabsLA1986f=125 mm
L2-soczewkaThorlabsLA1461f=250 mm
Soczewka obiektywowaNikonMUE10500Powiększenie 50x NA 0.8
OtworekThorlabsID8/M
PolaryzatorThorlabsGTH10MDo pomiarów LMOKE potrzebne są dwa polaryzatory
Kamera sCMOSAndorZYLA-4.2P-USB3

Bibliografia

  1. Bayer, M., et al. Optical Modes in Photonic Molecules. Physical Review Letters. 81 (12), 2582-2585 (1998).
  2. Blanco, A., et al. Large-scale synthesis of a silicon photonic crystal with a complete three-dimensional bandgap near 1.5 micrometres. Nature. 405 (6785), 437(2000).
  3. Rybin, M. V., et al. High-Q Supercavity Modes in Subwavelength Dielectric Resonators. Physical Review Letters. 119 (24), 243901(2017).
  4. Joannopoulos, J. D., Villeneuve, P. R., Fan, S. Photonic crystals. Solid State Communications. 102 (2), 165-173 (1997).
  5. Englund, D., Fushman, I., Vuckovic, J. General recipe for designing photonic crystal cavities. Optics Express. 13 (16), 5961-5975 (2005).
  6. Yablonovitch, E. Inhibited Spontaneous Emission in Solid-State Physics and Electronics. Physical Review Letters. 58 (20), 2059-2062 (1987).
  7. Yablonovitch, E. Photonic band-gap structures. JOSA B. 10 (2), 283-295 (1993).
  8. Noda, S., Tomoda, K., Yamamoto, N., Chutinan, A. Full Three-Dimensional Photonic Bandgap Crystals at Near-Infrared Wavelengths. Science. 289 (5479), 604-606 (2000).
  9. John, S. Strong localization of photons in certain disordered dielectric superlattices. Physical Review Letters. 58 (23), 2486-2489 (1987).
  10. Krauss, T. F. Slow light in photonic crystal waveguides. Journal of Physics D: Applied Physics. 40 (9), 2666-2670 (2007).
  11. Huang, X., Lai, Y., Hang, Z. H., Zheng, H., Chan, C. T. Dirac cones induced by accidental degeneracy in photonic crystals and zero-refractive-index materials. Nature Materials. 10 (8), 582-586 (2011).
  12. Wagner, R., Heerklotz, L., Kortenbruck, N., Cichos, F. Back focal plane imaging spectroscopy of photonic crystals. Applied Physics Letters. 101 (8), 081904(2012).
  13. Zhang, D., et al. Back focal plane imaging of directional emission from dye molecules coupled to one-dimensional photonic crystals. Nanotechnology. 25 (14), 145202(2014).
  14. Vasista, A. B., Sharma, D. K., Kumar, G. V. P. Fourier Plane Optical Microscopy and Spectroscopy. Digital Encyclopedia of Applied Physics. , 1-14 (2019).
  15. Belotelov, V. I., Doskolovich, L. L., Zvezdin, A. K. Extraordinary Magneto-Optical Effects and Transmission through Metal-Dielectric Plasmonic Systems. Physical Review Letters. 98 (7), 077401(2007).
  16. Belotelov, V. I., et al. Enhanced magneto-optical effects in magnetoplasmonic crystals. Nature Nanotechnology. 6 (6), 370(2011).
  17. Chetvertukhin, A. V., et al. Magneto-optical Kerr effect enhancement at the Wood's anomaly in magnetoplasmonic crystals. Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 324 (21), 3516-3518 (2012).
  18. Kataja, M., et al. Surface lattice resonances and magneto-optical response in magnetic nanoparticle arrays. Nature Communications. 6, 7072(2015).
  19. Kataja, M., et al. Hybrid plasmonic lattices with tunable magneto-optical activity. Optics Express. 24 (4), 3652-3662 (2016).
  20. Kalish, A. N., et al. Magnetoplasmonic quasicrystals: an approach for multiband magneto-optical response. Optica. 5 (5), 617-623 (2018).
  21. Borovkova, O. V., et al. TMOKE as efficient tool for the magneto-optic analysis of ultra-thin magnetic films. Applied Physics Letters. 112 (6), 063101(2018).
  22. Kurvits, J. A., Jiang, M., Zia, R. Comparative analysis of imaging configurations and objectives for Fourier microscopy. JOSA A. 32 (11), 2082-2092 (2015).
  23. Cichelero, R., Oskuei, M. A., Kataja, M., Hamidi, S. M., Herranz, G. Unexpected large transverse magneto-optic Kerr effect at quasi-normal incidence in magnetoplasmonic crystals. Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 476, 54-58 (2019).
  24. Cichelero, R., Kataja, M., Campoy-Quiles, M., Herranz, G. Non-reciprocal diffraction in magnetoplasmonic gratings. Optics Express. 26 (26), 34842-34852 (2018).
  25. Melo, L. G. C., Santos, A. D., Alvarez-Prado, L. M., Souche, Y. Optimization of the TMOKE response using the ATR configuration. Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 310 (2, Part 3), e947-e949 (2007).
  26. Regatos, D., Sepúlveda, B., Fariña, D., Carrascosa, L. G., Lechuga, L. M. Suitable combination of noble/ferromagnetic metal multilayers for enhanced magneto-plasmonic biosensing. Optics Express. 19 (9), 8336-8346 (2011).
  27. Polisetty, S., et al. Optimization of magneto-optical Kerr setup: Analyzing experimental assemblies using Jones matrix formalism. Review of Scientific Instruments. 79 (5), 055107(2008).
  28. Sato, K. Measurement of Magneto-Optical Kerr Effect Using Piezo-Birefringent Modulator. Japanese Journal of Applied Physics. 20 (12), 2403(1981).

Dostęp ograniczony. Zaloguj się lub rozpocznij wersję próbną, aby wyświetlić tę treść.

Przedruki i uprawnienia

Tagi

Kratka plazmonicznamikroskopia w płaszczyźnie Fourieraspektroskopowe pomiary kątowemapowanie przestrzeni odwrotnejodpowiedź magnetooptycznarelacje dyspersji plazmonówpowierzchniowe plazmony polarytonyprotokół przetwarzania obrazów
Spektralna i kątowo-optyczna charakterystyka nanostruktur fotonicznych
Skontaktuj się z nami
Poleć bibliotece

Prywatność

Warunki korzystania z usługi

Zasady

Prawa autorskie © 2026 MyJoVE Corporation. Wszelkie prawa zastrzeżone.