Artykuł metodologiczny

Spektralna i kątowo-optyczna charakterystyka nanostruktur fotonicznych

DOI:

10.3791/60094

⸱

21 listopada 2019

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

W tym artykule

Podsumowanie

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Ograniczone mody elektromagnetyczne w kryształach fotonicznych mogą powstawać z różnych źródeł, takich jak rezonanse plazmonów wokół interfejsów metal/dielektryk lub rezonanse Mie w nanostrukturach dielektrycznych o wysokim współczynniku załamania światła1,2,3, i mogą być zaprojektowane tak, aby pojawiały się na specjalnie określonych częstotliwościach4,5. Ich obecność daje początek wielu fascynującym zjawiskom, takim jak fotoniczne przerwy energetyczne6,7,8, silna lokalizacja fotonów9, slow light10 i Dirac cones11. Mikroskopia i spektroskopia w płaszczyźnie Fouriera są podstawowymi narzędziami do charakterystyki nanostruktur fotonicznych, ponieważ umożliwiają uchwycenie wielu istotnych właściwości zachodzących w nich modów zamkniętych. W mikroskopii przestrzeni Fouriera, w przeciwieństwie do konwencjonalnego obrazowania płaszczyzny rzeczywistej, informacje są przedstawiane jako funkcja współrzędnych kątowych12,13. Alternatywnie jest to obrazowanie w tylnej płaszczyźnie ogniskowej (BFP), ponieważ kątowy rozkład światła emanującego z próbki jest rejestrowany z tylnej płaszczyzny ogniskowej obiektywu mikroskopu. Widmo kątowe, tj. wzorzec emisji w polu dalekim próbki, jest związane z pędem emitowanego z niej światła (ħk). W szczególności reprezentuje rozkład pędu w płaszczyźnie (kx,k y)14.

W próbkach magnetooptycznie aktywnych wykazano, że obecność ograniczonych wzbudzeń fotonicznych powoduje znaczne zwiększenie odpowiedzi magnetooptycznej15,16,17,18,19. Efekty magnetooptyczne zależą od wzajemnej geometrii pola magnetycznego i padającego promieniowania elektromagnetycznego. Najczęściej spotykane geometrie magnetooptyczne dla światła spolaryzowanego liniowo oraz ich nomenklatura są przedstawione w Rysunek 1. Tutaj demonstrujemy układ, który można wykorzystać do zbadania dwóch efektów magnetooptycznych, które obserwuje się w odbiciu: poprzecznych i podłużnych magnetooptycznych efektów Kerra, w skrócie odpowiednio TMOKE i LMOKE. TMOKE to efekt intensywności, w którym odbicia przeciwstawnych stanów namagnesowania są różne, podczas gdy LMOKE objawia się jako obrót osi polaryzacji odbitego światła. Efekty różnią się orientacją namagnesowania względem padania światła, gdzie dla LMOKE namagnesowanie jest zorientowane równolegle do składowej w płaszczyźnie wektora falowego światła, podczas gdy dla TMOKE jest poprzeczne do niego. Dla normalnie padającego światła, obie składowe w płaszczyźnie pędu światła są zerowe (kx = ky = 0), a zatem oba efekty są równe zero. Konfiguracje, w których występują oba efekty, można łatwo wyobrazić sobie. Jednak, aby uprościć analizę danych, w tej demonstracji ograniczamy się do sytuacji, w których występuje tylko jeden z efektów, a mianowicie TMOKE.

Kilka konfiguracji optycznych może być używanych do pomiaru kątowego rozkładu światła emitowanego przez kryształy magnetofotoniczne. Na przykład w Kalish et al.20 i Borovkova et al.21, taki układ został z powodzeniem wykorzystany w geometrii transmisji, aby odkryć wpływ plazmonów na zjawiska magnetooptyczne. Jako ilustrację, w Kurvits et al.22, przedstawiono niektóre możliwe konfiguracje dla mikroskopu, który wykorzystuje soczewkę obiektywową z korekcją nieskończoności. W naszej konfiguracji, przedstawionej w Rysunek 2A, używamy soczewki z korekcją nieskończoności, w której światło pochodzące z danego punktu w próbce jest kierowane przez soczewkę obiektywu do wiązek współliniowych. W Rysunek 2A, belki wyłaniające się z góry (linie przerywane) i dół (linie ciągłe) próbki są schematycznie przedstawione. Następnie soczewka zbierająca jest używana do ponownego skupienia tych wiązek w celu utworzenia obrazu na płaszczyźnie obrazu (IP). Druga soczewka, znana również jako soczewka Bertranda, jest następnie umieszczana za płaszczyzną obrazu, aby rozdzielić wpadające światło w płaszczyźnie ogniskowej na składowe kątowe, przedstawione na Rysunek 2 A w kolorze czerwonym, niebieskim i czarnym. Z tej tylnej płaszczyzny ogniskowej można zmierzyć rozkład kątowy światła emitowanego przez próbkę za pomocą kamery. W efekcie soczewka Bertranda wykonuje transformację Fouriera na docierającym do niej promieniu światła. Przestrzenny rozkład natężenia w BFP odpowiada rozkładowi kątowemu padającego promieniowania. Pełną mapę odbicia próbki w przestrzeni odwrotnej można wyznaczyć, oświetlając próbkę tym samym obiektywem, który jest używany do zbierania odpowiedzi próbki. Belki przychodzące i wychodzące są rozdzielane za pomocą rozdzielacza wiązki. Pełna konfiguracja jest przedstawiona w Rysunek 3A. Aby uzyskać widmo, potrzebne jest przestrajalne źródło światła lub monochromator. Pomiar można następnie powtórzyć na różnych długościach fal, pamiętając, że ze względu na widmo standardowych źródeł światła, wyniki muszą być znormalizowane do współczynnika odbicia próbki kontrolnej. W tym celu można użyć lustra lub części próbki, która została celowo pozostawiona bez wzoru, aby zapewnić wysoki współczynnik odbicia. Aby pomóc w pozycjonowaniu, pokazujemy, jak zintegrować konfigurację z dodatkowym układem optycznym, który umożliwia obrazowanie próbki w przestrzeni rzeczywistej, pokazano na Rysunek 2B.

Teraz przechodzimy do ustalenia metody pomiaru kątowo rozdzielczego widma magnetooptycznego kryształu fotonicznego, używając jako reprezentatywnej próbki siatki DVD pokrytej folią Au/Co/Au, gdzie obecność ferromagnetycznego kobaltu powoduje znaczną aktywność magnetooptyczną23. Okresowe pofałdowanie siatki DVD umożliwia rezonanse powierzchniowej polarytonu plazmonowego (SPP) przy różnych kombinacjach długości fali i kąta, które są określone przez
figure-introduction-1
gdzie n jest współczynnikiem załamania otaczającego środowiska, k0 jest wektorem falowym światła w wolnej przestrzeni, θ0 jest kątem padania, d okresowością siatki, a m jest liczbą całkowitą oznaczającą rząd SPP. Wektor fali SPP jest określony wzorem figure-introduction-2 gdzie ε1 i ε2 to przenikalność cieplna warstwy metalicznej i otaczającego ją środowiska dielektrycznego. Ze względu na grubość warstwy wielowarstwowej złoto/kobalt możemy założyć, że SPP są wzbudzane tylko na wierzchu folii wielowarstwowej.

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

Protokół

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

1. Montaż zestawu

  1. Optyka
    UWAGA: Zbuduj konfigurację zgodnie z ilustracją Rysunek 3A na stole optycznym z wystarczającą izolacją drgań. Aby uniknąć aberracji sferycznych i innych, wyśrodkuj wszystkie elementy optyczne (soczewki, otworki itp.) w stosunku do wiązki. Układ optyczny jest pokazany w Rysunek 2 ze wskazanymi odległościami między komponentami.
    1. Skieruj światło ze źródła światła białego do monochromatora, aby uzyskać monochromatyczną wiązkę światła. Zapoznaj się z tabelą materiałów, aby uzyskać szczegółowe informacje na temat konfiguracji użytej w tej pracy. Ustaw monochromator na długość fali, która ma dobre natężenie i widoczność, np. 550 nm. Długość fali z widzialnej części widma ułatwia pozycjonowanie elementów optycznych.
    2. Za pomocą soczewki sprzęgającej sprzęgnij światło ze światłowodem i skolimuj je z obiektywem na końcu światłowodu. W zależności od zastosowanego źródła światła ten krok można pominąć.
    3. Umieść polaryzator w odległości 250 mm od soczewki kolimacyjnej, aby liniowo spolaryzować wiązkę i umieść rozdzielacz wiązki w odległości 100 mm od polaryzatora, aby skierować światło do soczewki obiektywu mikroskopu.
      UWAGA: Ze względu na wiązkę skolimowaną, wskazane pozycje wyżej wymienionych elementów nie mają wpływu na optykę układu pomiarowego i są podane jedynie w celach informacyjnych.
    4. Umieść próbkę na uchwycie próbki wyposażonym w stolik translacyjny x-y-z i stolik obrotowy, który umożliwia obrót próbki o 360 stopni wokół osi z, tj. osi światła padającego na próbkę.
    5. Zamontuj soczewkę obiektywu na stoliku translacyjnym, który umożliwia ruch w trzech kierunkach. Najważniejszym z nich jest oś z, która jest potrzebna do ustawiania ostrości na próbce.
      UWAGA: Wymagany sprzęt do tłumaczenia próbek zależy od użytych próbek. Duże, jednorodne próbki mogą być pozycjonowane ręcznie, podczas gdy próbki o małej powierzchni użytkowej będą wymagały bardziej ostrożnego pozycjonowania, zwłaszcza w przypadku korzystania z otworka w celu ograniczenia obrazowanego obszaru (krok 1.1.7.). Optyka wiązki wychodzącej z próbki jest schematycznie przedstawiona na rysunku 2. Soczewka obiektywu z korekcją nieskończoności kieruje czoła fal wychodzące z każdego punktu próbki w wiązki współliniowe.
    6. Umieść soczewkę kolektora o średnicy f = 200 mm (soczewka tubusu), 330 mm od obiektywu, aby ponownie skupić wiązki, aby utworzyć obraz na płaszczyźnie obrazu. Ze względu na współliniowe rozchodzenie się światła emanującego z próbki, soczewka kolektora może być umieszczona w dowolnej odległości od soczewki obiektywu.
      UWAGA: Tak jak poprzednio, światło wychodzące z soczewki obiektywu jest kolimowane. Jednak soczewka tubusu powinna być umieszczona za rozdzielaczem wiązki.
    7. Umieść otwór w płaszczyźnie obrazu w odległości 200 mm od soczewki kolektora, aby ograniczyć obrazowany obszar do obszaru wzorzystego. Umieść otwór na szpilkę na środku belki. Jeśli używasz otworka, użyj obrazu próbki w przestrzeni rzeczywistej, aby go ustawić. W przypadku próbek, w których obszar wzoru jest większy niż obszar oświetlony wiązką światła, nie jest to konieczne.
    8. Umieść drugą soczewkę o wartości f = 75 mm (soczewka Bertranda), 120 mm za płaszczyzną obrazu, aby utworzyć transformację Fouriera kątowych składowych obrazu. Transformacja jest tworzona w ognisku drugiej soczewki i obrazowana za pomocą naukowej kamery sCMOS, która jest umieszczona w odległości 75 mm od soczewki Bertranda.
    9. Tylko w przypadku pomiarów LMOKE należy włożyć dodatkowy polaryzator o kącie w stosunku do pierwszego polaryzatora między rozdzielaczem wiązki a soczewką kolektora.
  2. magnes
    1. Podłącz magnes do źródła zasilania i zamontuj go tak, aby można było przyłożyć pole magnetyczne do próbki. Wybierz, czy pole magnetyczne ma być przykładane w kierunku wzdłużnym, poprzecznym czy biegunowym (Rysunek 1).
  3. Przygotowanie próbki
    1. Mechanicznie zdemontuj komercyjną płytę DVD, a następnie odsłoniętą powierzchnię siatki można łatwo zidentyfikować ze względu na jej właściwości dyfrakcyjne. Użyj taśmy klejącej, aby odkleić poprzednie powłoki. Oczyść powierzchnię, namocz ją w etanolu na 10 minut. Krata jest teraz gotowa do przyjęcia powłoki magnetoplazmonicznej.
      UWAGA: Różne komercyjne dyski optyczne, takie jak Blu-ray i CD, mogą wymagać innego protokołu przygotowania.
    2. Umieść metalową folię na odsłoniętej siatce przez odparowanie wiązką elektronów. Aby zapewnić niską chropowatość, należy stosować szybkość parowania mniejszą niż 5 A/s.
    3. Zaczynając od warstwy kleju Cr o długości 4 nm, nałóż naprzemienne warstwy złota i kobaltu, a kończąc na złotej warstwie wierzchniej, aby zapewnić ochronę przed utlenianiem.
      UWAGA: Zastosowaliśmy następującą ilość warstw i grubości: Cr (4 nm)/Au (16 nm)/[Co (14 nm)/Au (16 nm)] × 4/Co (14 nm)/Au (7 nm).
    4. Wykonaj mikroskopię optyczną lub elektronową (Rysunek 4A) w celu sprawdzenia warunków powierzchni próbki, w przypadku jednorodności i niskich wad przystąp do pomiaru.

2. Procedura pomiarowa

  1. Pozycjonowanie próbki
    UWAGA: Jako próbkę poglądową zmierzymy siatkę DVD pokrytą magnetoplazmoniczną folią Au/Co/Au. Ze względu na okresowe pofałdowanie siatki, SPP mogą być wzbudzane pod pewnymi kątami padania w oparciu o długość fali czoła fali.
    1. Zamontuj próbkę na uchwycie próbki za pomocą małej kropli srebrnej farby. Pozostaw srebrną farbę do wyschnięcia na 10 minut.
    2. Wstaw odchylane lustro za płaszczyzną obrazu, aby umożliwić obrazowanie próbki w przestrzeni rzeczywistej. Włóż obiektyw L1 o wartości f = 125 mm tak, aby płaszczyzna obrazu była ostra i umieść L2 o wartości f = 250 mm w odległości 135 mm od L1.
    3. Na koniec umieść kamerę ze sprzężeniem ładunkowym (CCD) w odległości 210 mm od L2, aby uchwycić powiększony obraz płaszczyzny obrazu. Przesuwaj obiektywy L1 i L2 do momentu, gdy otwór umieszczony w płaszczyźnie obrazu będzie dobrze ostry na kamerze CCD.
    4. Przesuń soczewkę obiektywu w kierunku próbki, aż próbka będzie dobrze ustawiona w ostrości w kamerze CCD.
  2. Pomiar odbicia optycznego
    1. Korzystając z obrazu próbki w przestrzeni rzeczywistej, umieść plamkę świetlną nad odbijającą światło (niewzorzystą) częścią próbki. Odwróć lusterko odchylane, aby zobaczyć BFP mikroskopu.
      UWAGA: Tutaj, do kratowania DVD, używamy ciągłej metalowej folii na krawędzi dysku DVD.
    2. Wybierz obszar tylnej płaszczyzny ogniskowej, który odpowiada żądanemu stanowi polaryzacji. Zależność między polaryzacją a położeniem w tylnej płaszczyźnie ogniskowej jest pokazana w Rysunek 3B. Wybierz obszar zainteresowania (AOI) jako prostokątny przekrój poprzeczny tylnej płaszczyzny ogniskowej obiektywu (niebieski prostokąt w Rysunek 3C) wzdłuż osi odpowiadającej polaryzacji TM.
      UWAGA: W oprogramowaniu do oprzyrządowania używanym w tym manuskrypcie osiąga się to poprzez wybranie AOI za pomocą selektorów kursora. Następnie oprogramowanie uśrednia natężenia wzdłuż krótkiego wymiaru prostokąta i traktuje wynikowe widmo jako tablicę danych 1D, w której każdy punkt danych odpowiada innemu kątowi emisji próbki. W siatkach plazmonicznych tylko światło spolaryzowane TM, tj. promieniowanie EM z polem elektrycznym prostopadłym do rowków siatki, może wzbudzić rezonanse plazmonowe. Tak więc, w zależności od orientacji siatki, konieczne jest wybranie prawidłowego stanu polaryzacji poprzez wybór pionowego lub poziomego wycinka BFP.
    3. Zmierz widmo źródła światła, klikając opcję Zmierz widmo normalizacji, które zostanie później użyte do normalizacji zmierzonych danych dotyczących współczynnika odbicia. Ponieważ każda długość fali daje zestaw punktów danych 1D, pełne spektrum źródła światła jest zapisywane jako tensor 2D, w którym każdy punkt danych reprezentuje kombinację długości fali i kąta.
    4. Korzystając ponownie z obrazu rzeczywistej przestrzeni próbki, umieść źródło światła nad interesującym nas kryształem fotonicznym. Po przełączeniu z powrotem na BFP upewnij się, że mody plazmonu są widoczne jako ciemne linie przecinające tylną płaszczyznę ogniskowej. Linie poruszają się wraz ze zmianą długości fali padającego światła.
    5. Korzystając z tych samych ustawień AOI i pomiarów (tj. czasów ekspozycji, liczby średnich), zmierz widmo odbicia kryształu fotonicznego, klikając opcję Zmierz widmo odbicia.
    6. Aby uwzględnić zmienność widmową natężenia źródła światła, znormalizuj uzyskane widmo przez widmo źródła światła. W ten sposób otrzymamy tablicę liczb 2D od 0 do 1, gdzie 1 odpowiada warunkom w pełni odblaskowym, a 0 w pełni absorpcyjnym.
  3. Pomiar magnetooptyczny
    1. Rozpocznij pomiar magnetooptyczny od zmierzenia pętli histerezy przy użyciu kąta i długości fali, o których wiadomo, że odpowiadają dobrej odpowiedzi magnetooptycznej, zwykle warunki te można znaleźć w pobliżu wzbudzeń SPP. Aby to zrobić, wybierz mały AOI w pobliżu wzbudzeń SPP i zmierz pojedynczą pętlę.
      UWAGA: Analiza danych potrzebna do ilościowego określenia aktywności magnetooptycznej zależy od rodzaju magnetyzmu, który wykazuje próbka. W tym przypadku zakładamy odpowiedź ferromagnetyczną i odpowiednio traktujemy wyniki. Odpowiedź dia- lub paramagnetyczna jest zasadniczo liniowa w stosunku do przyłożonego pola magnetycznego i może być określona ilościowo jako zmiana właściwości optycznych na przyłożoną jednostkę pola magnetycznego. Materiały ferromagnetyczne wykazują nieliniową przenikalność elektryczną, która wymaga dodatkowego uwzględnienia przy definiowaniu odpowiedzi magnetooptycznej (patrz Rysunek 3D). TMOKE definiuje się jako zmianę intensywności odbicia jako funkcję przyłożonego pola magnetycznego, tj. figure-protocol-1, gdzie I(M) jest intensywnością odbitą przez próbkę w stanie namagnesowania M.
    2. Korzystając z pętli histerezy mierzonej w ppkt 2.3.1., wybierz zakres pól magnetycznych do zapętlenia. W przypadku próbek ferromagnetycznych należy zapętlić pola ze stanu pełnego nasycenia do stanu przeciwnie nasyconego, wygodnie rozszerzając zakres w polu nasycenia. Później użyj punktów zmierzonych w stanie nasycenia, aby przeanalizować i usunąć wszelkie wkłady dia- lub paramagnetyczne, które można zweryfikować za pomocą ich wkładu liniowego.
    3. Na koniec zmierz intensywność odbitą przez próbkę w każdym zdefiniowanym punkcie pola magnetycznego, w razie potrzeby powtarzając w wielu pętlach. Każda długość fali i punkt namagnesowania dają pojedynczą tablicę danych numerycznych 1D (tj. zmierzone natężenie światła), gdzie każdy punkt tablicy odpowiada określonemu kątowi.

3. Analiza danych

  1. Korzystając z pętli histerezy próbki zmierzonej w kroku 2.3.1, przypisz każdą klatkę zmierzoną w kroku 2.3.3. do jednego ze stanów nasycenia lub do stanu pośredniego (Rysunek 3C).
  2. Odrzuć ramki pośrednie i oblicz aktywność magnetooptyczną na podstawie zmierzonych natężeń za pomocą figure-protocol-2, gdzie operacje są wykonywane oddzielnie dla każdego punktu danych kątowych i długości fali.
    UWAGA: Ponieważ TMOKE jest wyrażane jako względna zmiana intensywności, wyniki nie muszą być znormalizowane do widma lampy.
  3. Jeśli próbka wykazuje dużą aktywność paramagnetyczną (lub rzadziej diamagnetyczną), którą należy odjąć w celu wiarygodnego porównania nasyconych stanów magnetycznych, odejmij wkład liniowy wynikający z aktywności para- lub diamagnetycznej, dopasowując linię (ponownie, pikselowo oddzielnie dla każdego punktu kąta i długości fali) w punktach mierzonych przy nasyceniu i usuń wkład liniowy.

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

Wyniki

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Rysunek 4A pokazuje mikrofotografię ze skaningowego mikroskopu elektronowego (SEM) komercyjnej siatki DVD pokrytej wielowarstwową warstwą Au/Co/Au, która została użyta jako próbka demonstracyjna w naszych eksperymentach. Jego widma optyczne i magnetooptyczne są pokazane odpowiednio w Rysunek 4B,C. Szczegółowe informacje na temat produkcji próbki znajdują się w innym miejscu23. Czarne linie w ...

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

Dyskusja

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

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

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,
  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

Poproś o pozwolenie na ponowne wykorzystanie tekstu lub ilustracji tego artykułu JoVE

Poproś o pozwolenie

Tagi

Kratka plazmonicznamikroskopia w p aszczy nie Fourieraspektroskopowe pomiary k towemapowanie przestrzeni odwrotnejodpowied magnetooptycznarelacje dyspersji plazmon wpowierzchniowe plazmony polarytonyprotok przetwarzania obraz w

Powiązane artykuły