Summary
La structure de la bande photonique permet de comprendre comment les modes électromagnétiques confinés se propagent dans un cristal photonique. Dans les cristaux photoniques qui incorporent des éléments magnétiques, ces modes optiques confinés et résonnants sont accompagnés d'une activité magnéto-optique améliorée et modifiée. Nous décrivons une procédure de mesure pour extraire la structure magnéto-optique de bande par la microscopie d'espace de Fourier.
Abstract
Les cristaux photoniques sont des nanostructures périodiques qui peuvent supporter une variété de modes électromagnétiques confinés. Ces modes confinés sont généralement accompagnés d'une amélioration locale de l'intensité du champ électrique qui renforce les interactions lumière-matière, permettant des applications telles que la diffusion Raman (SERS) améliorée par surface et la détection améliorée du plasmon de surface. En présence de matériaux magnéto-optiques actifs, l'amélioration du champ local donne lieu à une activité magnéto-optique anormale. Typiquement, les modes confinés d'un cristal photonique donné dépendent fortement de la longueur d'onde et de l'angle d'incidence du rayonnement électromagnétique incident. Ainsi, des mesures spectrales et angulaires sont nécessaires pour les identifier pleinement ainsi que pour établir leur relation avec l'activité magnéto-optique du cristal. Dans cet article, nous décrivons comment utiliser un microscope de Quatre-plan (plan focal arrière) pour caractériser des échantillons magnéto-optiquement actifs. En tant que système modèle, nous utilisons ici une grille plasmonique construite à partir de magnéto-optiquement active Au/Co/Au multicouche. Dans les expériences, nous appliquons un champ magnétique sur la grille in situ et mesurons sa réponse spatiale réciproque, obtenant la réponse magnéto-optique de la grille sur une gamme de longueurs d'onde et d'angles d'incident. Cette information nous permet de construire une carte complète de la structure de la bande plasmonique de la grille et de l'angle et de la longueur d'onde dépendant de l'activité magnéto-optique. Ces deux images nous permettent d'identifier l'effet que les résonances plasmonontes ont sur la réponse magnéto-optique de la grille. L'ampleur relativement faible des effets magnéto-optiques nécessite un traitement minutieux des signaux optiques acquis. À cette fin, un protocole de traitement d'image pour obtenir la réponse magnéto-optique des données brutes acquises est établi.
Introduction
Les modes électromagnétiques confinés dans les cristaux photoniques peuvent provenir d'une variété d'origines différentes, telles que les résonances plasmon autour des interfaces métal/diélectrique ou les résonances Mie dans les nanostructures diélectriques à indice réfractif élevé1,2,3, et peuvent être conçus pour apparaître à des fréquences spécifiquement définies4,5. Leur présence donne lieu à de nombreux phénomènes fascinants tels que les lacunes bande photonique6,7,8, forte localisation photon9, lumière lente10 et Cônes Dirac11. La microscopie et la spectroscopie de plan De plus sont des outils de base pour caractériser les nanostructures photoniques car elles permettent de capturer de nombreuses propriétés essentielles des modes confinés qui s'y trouvent. Dans la microscopie spatiale de Fourier, par opposition à l'imagerie classique de plan réel, l'information est présentée comme la fonction des coordonnées angulaires12,13. Il est également connu sous le nom de plan focal arrière (BFP) imagerie que la décomposition angulaire de la lumière émanant de l'échantillon est enregistrée à partir du plan focal arrière de l'objectif du microscope. Le spectre angulaire, c'est-à-dire le modèle d'émission de champ éloigné de l'échantillon est lié à l'élan de la lumière qui en émane(k). En particulier, il représente son élan dans l'avion (kx,ky)distribution14.
Dans les échantillons magnéto-optiquement actifs, la présence d'excitations photoniques confinées a été montrée pour avoir comme conséquence l'amélioration considérable de la réponse magnéto-optique15,16,17,18,19. Les effets magnéto-optiques dépendent de la géométrie mutuelle du champ magnétique et du rayonnement électromagnétique incident. Les géométries magnéto-optiques les plus couramment rencontrées pour la lumière polarisée linéairement et leur nomenclature sont représentées dans la figure 1. Ici, nous démontrons une configuration qui peut être utilisée pour explorer deux effets magnéto-optiques qui sont observés dans la réflexion: transversal et longitudinal magnéto-optique effets Kerr, abrégé, respectivement, comme TMOKE et LMOKE. TMOKE est un effet d'intensité, où les réflectivités des états de magnétisation opposés sont différentes tandis que LMOKE se manifeste comme une rotation de l'axe de polarisation de la lumière réfléchie. Les effets se distinguent par l'orientation de la magnétisation par rapport à l'incidence de la lumière, où pour LMOKE, la magnétisation est orientée parallèlement à la composante plan dans le vecteur d'onde de la lumière tandis que pour TMOKE il est transversal à elle. Pour la lumière incidente normale, les deux composants de l'élan de lumière sont nuls (kx ky et 0) et, par conséquent, les deux effets sont nuls. Les configurations où les deux effets sont présents peuvent être facilement conçues. Cependant, pour simplifier l'analyse des données, dans cette démonstration, nous nous limitons à des situations où un seul des effets est présent, à savoir TMOKE.
Plusieurs configurations optiques peuvent être utilisées pour mesurer la distribution angulaire de la lumière émise par les cristaux magnétophotoniques. Par exemple, dans Kalish et coll.20 et Borovkova etal. 21, une telle configuration a été utilisée avec succès dans la géométrie de transmission pour dévoiler l'influence du plasmon sur les phénomènes magnéto-optiques. À titre d'illustration, dans Kurvits et coll.22, certaines configurations possibles sont présentées pour un microscope qui utilise une lentille objective corrigée à l'infini. Dans notre configuration, représentée dans la figure 2A, nous utilisons une lentille corrigée à l'infini où la lumière provenant d'un point donné dans l'échantillon est dirigée par la lentille objective dans les faisceaux collinear. Dans la figure 2A, les poutres émergeant du haut (lignes pointillées) et le fond (lignes solides) de l'échantillon sont représentés schématiquement. Ensuite, une lentille de collecte est utilisée pour recentrer ces faisceaux pour former une image au plan d'image (IP). Une deuxième lentille, également connue sous le nom de lentille Bertrand, est ensuite placée après le plan d'image pour séparer la lumière entrante à son plan focal en composants angulaires, représentés dans la figure 2A en rouge, bleu et noir. À partir de ce plan focal arrière, la distribution angulaire de la lumière émise par l'échantillon peut être mesurée à l'aide d'une caméra. En effet, l'objectif Bertrand effectue une transformation Fourier sur le faisceau lumineux qui y arrive. La répartition de l'intensité spatiale au BFP correspond à la distribution angulaire du rayonnement incident. Une carte complète de la réflectoflage de l'espace réciproque de l'échantillon peut être établie en illuminant l'échantillon avec le même objectif qui est utilisé pour recueillir la réponse de l'échantillon. Les faisceaux entrants et sortants sont séparés à l'aide d'un séparateur de faisceaux. La configuration complète est représentée dans la figure 3A. Pour obtenir un spectre, une source lumineuse réglable ou un monochromator est nécessaire. La mesure peut ensuite être répétée sur différentes longueurs d'onde, en gardant à l'esprit qu'en raison du spectre des sources lumineuses standard, les résultats doivent être normalisés à la réflectivité d'un échantillon témoin. À cette fin, on peut utiliser un miroir ou une partie de l'échantillon qui a été délibérément laissé sans motif pour permettre une réflectivité élevée. Pour faciliter le positionnement, nous montrons comment intégrer la configuration à un système optique supplémentaire qui permet l'imagerie de l'espace réel de l'échantillon, illustrée dans la figure 2B.
Nous procédons maintenant à l'établissement d'une méthode pour mesurer le spectre magnéto-optique résolu angulaire d'un cristal photonique, en utilisant comme échantillon représentatif, une grille DE DVD recouverte d'un film Au/Co/Au où la présence de cobalt ferromagnetic donne lieu à une activité magnéto-optique considérable23. L'ondulation périodique de la grille DVD permet des résonances de polariton de plasmon de surface (SPP) à des combinaisons distinctes de longueur d'onde-angle qui sont données par
où n est l'indice de réfraction de l'environnement environnant, k0 le vecteur d'onde de la lumière dans l'espace libre,0 l'angle d'incidence, d la périodicité de la grille et m est un entier dénotant l'ordre du SPP. Le vecteur d'onde 
SPP est donné par l'endroit où les permis de la couche métallique et de l'environnement diélectrique environnant sont les permis. En raison de l'épaisseur du film multicouche or/cobalt, nous pouvons supposer que les SPP ne sont excités qu'au-dessus du film multicouche.
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Protocol
1. Montage de la configuration
- Optique
REMARQUE : Construire la configuration telle qu'elle est représentée dans la figure 3A sur une table optique avec un isolement vibratoire suffisant. Pour éviter les aberrations sphériques et autres, centrez tous les composants optiques (lentilles, trous d'épingle, etc.) en ce qui concerne le faisceau. L'arrangement optique est indiqué à la figure 2 avec les distances entre les composants indiquées.- Guidez la lumière de la source de lumière blanche à un monochromator pour obtenir un faisceau de lumière monochromatique. Consultez la Table des Matériaux pour plus de détails sur la configuration utilisée dans ce travail. Définir le monochromator sur une longueur d'onde qui a une bonne intensité et visibilité, par exemple, 550 nm. Une longueur d'onde de la partie visible du spectre facilite la position des éléments optiques.
- À l'aide d'une lentille d'accouplement, couplez la lumière à une fibre et collimatez-la avec un objectif à la terminaison de fibre. Selon la source de lumière utilisée, cette étape peut être omise.
- Placez un polariseur à 250 mm de la lentille de collimating pour polariser linéairement le faisceau et placez un séparateur de faisceau à 100 mm du polariseur pour guider la lumière vers la lentille objective du microscope.
REMARQUE : En raison du faisceau collimé, les positions indiquées des composants mentionnés ci-dessus n'affectent pas l'optique de la configuration de mesure et sont données juste pour le guidage. - Placez l'échantillon sur le support de l'échantillon équipé d'une phase de traduction x-y-z et d'une phase de rotation qui permet une rotation de l'échantillon à 360 degrés autour de l'axe Z, c'est-à-dire de l'axe de lumière empiéchant sur l'échantillon.
- Montez l'objectif sur une phase de traduction qui permet le mouvement dans trois directions. Le plus crucial d'entre eux est l'axe z qui est nécessaire pour se concentrer sur l'échantillon.
REMARQUE : L'équipement requis pour la traduction d'échantillons dépend des échantillons utilisés. De grands échantillons homogènes peuvent être placés manuellement tandis que les échantillons avec une petite zone utile nécessiteront un positionnement plus prudent, en particulier lors de l'utilisation d'un sténopé pour limiter la zone d'image (étape 1.1.7.). L'optique du faisceau émergeant de l'échantillon est représentée schématiquement dans la figure 2. La lentille objective corrigée à l'infini dirige les fronts d'ondes émergeant de chaque point de l'échantillon en faisceaux collineaires. - Placez une lentille de collecteur avec f 200 mm (objectif tube), à 330 mm de l'objectif de recentrer les faisceaux pour former une image au plan d'image. En raison de la propagation collinear de la lumière émanant de l'échantillon, l'objectif collecteur peut être placé à n'importe quelle distance de la lentille objective.
REMARQUE : Comme auparavant, la lumière émergeant de l'objectif est collimated. Cependant, la lentille du tube doit être placée après le séparateur de faisceau. - Placez un sténopé dans le plan d'image à 200 mm de l'objectif de collecteur pour limiter la région d'image à la zone à motifs. Placez le trou d'épingle au centre de la poutre. Si vous utilisez un sténopé, utilisez l'image réelle de l'échantillon pour le positionner. Pour les échantillons où la zone à motifs est plus grande que la zone éclairée par le faisceau lumineux, ce n'est pas nécessaire.
- Placez une deuxième lentille avec f 75 mm (objectif Bertrand), 120 mm après le plan d'image pour créer une transformation Fourier des composants angulaires de l'image. La transformation est créée au centre de la deuxième lentille et représentée avec une caméra scientifique sCMOS qui est placée 75 mm de l'objectif Bertrand.
- Pour les mesures LMOKE seulement, insérez un polariseur supplémentaire avec un angle par rapport au premier polariseur entre le séparateur de faisceau et l'objectif de collecteur.
- Aimant
- Connectez l'aimant à une alimentation électrique et montez-le de sorte que le champ magnétique puisse être appliqué sur l'échantillon. Choisissez si le champ magnétique est appliqué dans la direction longitudinale, transversale ou polaire (figure 1).
- Préparation de l'échantillon
- Démonter mécaniquement un disque DVD commercial; par la suite, la surface de grille exposée peut être facilement identifiée en raison de ses convenances diffractives. Utilisez un ruban adhésif pour peler les revêtements précédents. Nettoyer la surface, la tremper dans de l'éthanol pendant 10 min. La grille est maintenant prête à recevoir un revêtement magnéto-plasmonique.
REMARQUE : Différents disques optiques commerciaux comme Blu-ray et CD, peuvent avoir besoin d'un protocole de préparation différent. - Déposez le film métallique sur le râpage exposé par évaporation par faisceau d'électrons. Pour assurer une faible rugosité, utilisez des taux d'évaporation inférieurs à 5 euros/s.
- En commençant par une couche adhésive Cr de 4 nm, déposez des couches alternées d'or et de cobalt, en terminant par une couche de plafonnement d'or pour assurer une protection contre l'oxydation.
REMARQUE: Nous avons utilisé le nombre suivant de couches et d'épaisseurs: Cr (4 nm)/Au (16 nm)/[Co (14 nm)/Au (16 nm)] - 4/Co (14 nm)/Au (7 nm). - Effectuer une microscopie optique ou électronique (figure 4A) pour vérifier les conditions de surface de l'échantillon, en cas d'homogénéité et de faibles défauts procéder à la mesure.
- Démonter mécaniquement un disque DVD commercial; par la suite, la surface de grille exposée peut être facilement identifiée en raison de ses convenances diffractives. Utilisez un ruban adhésif pour peler les revêtements précédents. Nettoyer la surface, la tremper dans de l'éthanol pendant 10 min. La grille est maintenant prête à recevoir un revêtement magnéto-plasmonique.
2. Procédure de mesure
- Positionnement de l'échantillon
REMARQUE : À titre d'échantillon d'illustration, nous mesurerons une grille DVD recouverte d'un film magnétotoplasmonic Au/Co/Au. En raison de l'ondulation périodique de la grille, SPPs peut être excité à certains angles d'incidence en fonction de la longueur d'onde front de mer.- Monter l'échantillon sur le support de l'échantillon à l'aide d'une petite goutte de peinture argentée. Laisser sécher la peinture argentée pendant 10 min.
- Insérez un miroir flip après le plan d'image pour permettre l'imagerie spatiale réelle de l'échantillon. Insérez une lentille L1 avec f 125 mm de sorte que le plan d'image est au point et placez L2 avec f 250 mm à 135 mm de distance de L1.
- Enfin placer un dispositif couplé de charge (CCD) caméra 210 mm de L2 pour capturer une image agrandie du plan d'image. Déplacez les lentilles L1 et L2 jusqu'à ce que le trou d'épingle placé dans le plan d'image en bonne mise au point sur la caméra CCD.
- Déplacez l'objectif vers l'échantillon jusqu'à ce que l'échantillon soit bien mis au point dans la caméra CCD.
- Mesure optique de réflectivité
- À l'aide de l'image réelle de l'échantillon, placez la tache lumineuse sur une partie réfléchissante (non modelée) de l'échantillon. Retournez le miroir pour voir le BFP du microscope.
REMARQUE: Ici, pour le DVD-grating nous utilisons le film métallique continu au bord du disque DVD. - Sélectionnez la zone du plan focal arrière qui correspond à l'état de polarisation souhaité. La relation entre la polarisation et la position dans le plan focal arrière est indiquée dans la figure 3B. Sélectionnez une zone d'intérêt (AOI) comme section transversale rectangulaire du plan focal arrière objectif (rectangle bleu dans la figure 3C) le long de l'axe qui correspond à la polarisation TM.
REMARQUE : Dans le logiciel d'instrumentation utilisé dans ce manuscrit, cela est réalisé en sélectionnant l'AOI à l'aide des sélecteurs de curseur. Le logiciel fait ensuite la moyenne des intensités le long de la dimension courte du rectangle et traite le spectre résultant comme un tableau 1D de données où chaque point de données correspond à un angle d'émission différent de l'échantillon. Dans les grilles plasmoniques, seule la lumière polarisée TM, c'est-à-dire le rayonnement EM avec champ électrique perpendiculaire aux rainures râpeuses, peut exciter les résonances plasmon. Ainsi, en fonction de l'orientation de la grille, il est nécessaire de sélectionner l'état de polarisation correct en choisissant soit une tranche verticale ou horizontale du BFP. - Mesurer le spectre de la source lumineuse en cliquant sur Spectre de normalisation de la mesure,qui sera utilisé plus tard pour normaliser les données de réflectivité mesurées. Comme chaque longueur d'onde donne un ensemble 1D de points de données, le spectre complet de la source lumineuse est enregistré comme un tenseur 2D où chaque point de données représente une combinaison de longueur d'onde et d'angle.
- En utilisant à nouveau l'image de l'espace réel de l'échantillon, positionner la source de lumière sur le cristal photonique d'intérêt. Lorsque vous revenez à BFP, assurez-vous que les modes plasmon sont visibles sous forme de lignes sombres traversant le plan focal arrière. Les lignes se déplacent lorsque la longueur d'onde de la lumière incidente est modifiée.
- En utilisant les mêmes paramètres d'AOI et de mesure (c.-à-d., temps d'exposition, nombre de moyennes), mesurez le spectre de réflexion du cristal photonique en cliquant sur Le spectre de réflexion de mesure.
- Pour tenir compte de la variation spectrale de l'intensité de la source lumineuse, normalisez le spectre obtenu par le spectre de la source lumineuse. Cela donnera un tableau 2D de nombres de 0 à 1 où 1 correspond à des conditions entièrement réfléchissantes et 0 à entièrement absorptive.
- À l'aide de l'image réelle de l'échantillon, placez la tache lumineuse sur une partie réfléchissante (non modelée) de l'échantillon. Retournez le miroir pour voir le BFP du microscope.
- Mesure magnéto-optique
- Démarrer la mesure magnéto-optique en mesurant une boucle d'hystérèse à l'aide d'un angle et d'une longueur d'onde qui sont connus pour correspondre à une bonne réponse magnéto-optique, généralement ces conditions peuvent être trouvées près des excitations SPP. Pour ce faire, choisissez un petit AOI près des excitations SPP et mesurez une seule boucle.
REMARQUE : L'analyse de données nécessaire pour quantifier l'activité magnéto-optique dépend du type de magnétisme que l'échantillon présente. Ici, nous supposons une réponse ferromagnetic et traitons les résultats en conséquence. La réponse dia- ou paramagnetic est essentiellement linéaire au champ magnétique appliqué et peut être quantifiée comme changement dans les propriétés optiques par unité de champ magnétique appliquée. Les matériaux ferromagnétiques présentent une permistivité non linéaire qui nécessite une considération supplémentaire lors de la définition de la réponse magnéto-optique (voir la figure 3D). Le TMOKE est défini comme un changement dans l'intensité réfléchie comme
la fonction du champ magnétique appliqué, c'est-à-dire, où I(M) est l'intensité réfléchie par l'échantillon à l'état de magnétisation M. - En utilisant la boucle d'hystérenis mesurée en 2.3.1., choisissez la gamme de champs magnétiques à boucler. Pour les échantillons ferromagnetic, bouclez les champs d'un état entièrement saturé à un état de saturation opposé, étendant la gamme confortablement sur le champ de saturation. Plus tard, utilisez les points mesurés dans l'état saturé pour analyser et supprimer toute contribution dia- ou paramagnetic qui peut être vérifiée par leur contribution linéaire.
- Enfin, mesurez l'intensité réfléchie par l'échantillon à chaque point de champ magnétique défini, en répétant sur plusieurs boucles si désiré. Chaque point de longueur d'onde et de magnétisation donne un seul réseau 1D de données numériques (c.-à-d. l'intensité lumineuse mesurée) où chaque point du tableau correspond à un angle particulier.
- Démarrer la mesure magnéto-optique en mesurant une boucle d'hystérèse à l'aide d'un angle et d'une longueur d'onde qui sont connus pour correspondre à une bonne réponse magnéto-optique, généralement ces conditions peuvent être trouvées près des excitations SPP. Pour ce faire, choisissez un petit AOI près des excitations SPP et mesurez une seule boucle.
la fonction du champ magnétique appliqué, c'est-à-dire, où I(M) est l'intensité réfléchie par l'échantillon à l'état de magnétisation M.3. Analyse des données
- À l'aide de la boucle d'hystérie de l'échantillon mesurée à l'étape 2.3.1, attribuez chaque image mesurée à l'étape 2.3.3. à l'un ou l'autre des états saturés ou à l'état intermédiaire (figure 3C).
- Jetez les cadres intermédiaires et calculez l'activité magnéto-optique à partir des intensités mesurées par
, où les opérations sont effectuées séparément pour chaque point de données angulaire et longueur d'onde.
REMARQUE : Comme TMOKE est exprimé comme un changement relatif d'intensité, les résultats n'ont pas besoin d'être normalisés au spectre de lampe. - Si l'échantillon présente une activité paramagnétique (ou plus rarement diamagnétique) qui doit être soustraite pour une comparaison fiable entre les états magnétiques saturés, soustrayez la contribution linéaire résultant de l'activité para- ou diamagnétique en adaptant un ligne (encore une fois, pixelwise séparément pour chaque angle et point de longueur d'onde) sur les points mesurés à la saturation et supprimer la contribution linéaire.
, où les opérations sont effectuées séparément pour chaque point de données angulaire et longueur d'onde.Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.
Representative Results
La figure 4A montre un microscope électronique à balayage (SEM) micrographe d'un dvd commercial recouvert de multicouches Au/Co/Au qui a été utilisé un échantillon de démonstration dans nos expériences. Ses spectres optiques et magnéto-optiques sont représentés dans la figure 4B,C respectivement. Les détails sur la fabrication de l'échantillon sont présentés ailleurs23. Les lignes noires de la figure 4A,B montrent les relations de dispersion des plasmons calculées à partir de l'équation 1. La permistivité de la multicouche Au/Co/Au est tirée du fichier de données supplémentaires 1 à Cichelero etal.24, où une multicouche similaire a été mesurée à l'aide d'une ellipsomemétrie spectroscopique. La périodicité de la grille est supposée être 740 nm. Les lignes de dispersion calculées correspondent à une baisse évidente de la réflectivité à la figure 4A qui résulte de la conversion du rayonnement incident en SPP et dissipés par l'amortissement ohmique.
La relation entre les positions de pixels dans le plan focal arrière (figure 3C) et l'angle d'émission peut être établie comme suit : l'angle maximum -max auquel l'objectif peut accepter la lumière est donné par la formule et dépend de l'ouverture numérique NA - 0,8 et l'indice réfractif du milieu environnant (air, n - 1). C'est l'angle qui correspond aux extrêmes de la zone illuminée du plan Fourier. Les pixels entre eux peuvent être attribués un nombre d'une manière linéaire de -NA àNA qui reflète l'ouverture numérique à leur position et leur angle correspondant est ensuite donné par le siniso inverse de ce nombre (divisé par n si nécessaire).
La figure 4C représente le spectre magnéto-optique de la grille plasmonique. Ici, les lignes de plasmon s'accompagnent d'une augmentation de l'activité magnéto-optique qui s'inverse brusquement au SPP. La forme de la ligne peut s'expliquer par le fait que la magnétisation modifie légèrement les conditions d'excitation SPP, résultant ainsi en deux SP différents pour les états de magnétisation opposés. Lorsque les réflectivités des deux états légèrement déplacés sont soustraites l'une de l'autre, une forme de ligne dérivée caractéristique est obtenue15,16,17. Les largeurs de lignes de plasmon des résonances de plasmon aussi bien que les spectres magnéto-optiques résultants dépendent fortement des paramètres matériels du multicouche métallique25,26.
Nous notons qu'en raison de la géométrie de la grille, l'axe magnétique facile est orienté le long de la grille elle-même et de très grands champs magnétiques sont nécessaires pour le saturer hors de ce plan, pour cette raison les mesures LMOKE ne sont pas réalisables avec cet échantillon particulier.
Figure 1 : Différentes géométries où l'on peut observer des effets magnéto-optiques.
Polar (A), longitudinal (B) et transversal (C) effets magnéto-optiques Kerr sont observés dans la réflexion tandis que Faraday (D) et Voigt (E) effets se produisent dans la transmission par le milieu magnétisé. Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.
Figure 2 : Configuration optique.
(A) Représentation schématique de la propagation de la lumière dans la configuration microscopique du plan Fourier. Les composants angulaires distincts (représentés avec des rayons rouges, noirs et bleus) sont séparés spatialement au plan focal arrière. (B) Représentation schématique de la propagation de la lumière dans le microscope spatial réel. Les lentilles L1 et L2 forment un télescope qui images à l'avion d'image à la caméra. Les distances entre les composants de la table optique sont mises en évidence au-dessous de chaque configuration. Les nombres rouges indiquent que la distance est critique pour la formation d'images. Les distances sont en millimètres. Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.
Figure 3 : Microscope spatial Fourier et mesures.
(A) Composants du microscope spatial Fourier. (B) Représentation schématique des états de polarisation de la lumière focalisés par l'objectif. La lumière polarisée linéaire (le long de la direction x) empiète sur l'échantillon, car la lumière TI- et TM-polarisées selon la partie de l'objectif d'origine du rayon. (C) Intensité au plan focal arrière du microscope à 600 nm lorsqu'on mesure la grille dvd. Les lignes absorptives noires indiquent les résonances SPP qui sont également visibles dans la figure 4B,C. AOI peut être choisi comme rectangle bleu pour mesurer la réponse à la lumière polarisée TM ou rouge pour TE-polarisé. (D) Boucle d'hystérie schématique d'un matériau ferromagnetic démontrant la réponse non linéaire typique aux champs magnétiques appliqués. Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.
Figure 4 : Mesures sur un échantillon de grille DVD.
(A) micrographie SEM d'une grille DVD commerciale recouverte de multicouche Au/Co/Au. Réflectivité résolue angulaire (B) et carte d'activité magnéto-optique (C) du grating de DVD avec la périodicité de 740 nm. Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.
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Discussion
Nous avons introduit une configuration de mesure et un protocole pour obtenir des spectres magnéto-optiques résolus angulaires de cristaux optiques. En particulier, le cas des matériaux ferromagnetic, qui nécessite une analyse supplémentaire des données pour tenir compte de la perméabilité non linéaire du matériau, a été présenté. La spectroscopie magnéto-optique résolue angulaire présente un avantage supplémentaire par rapport aux méthodes non-angulaires résolues que les modes confinés peuvent être plus facilement identifiés car ils apparaissent comme des bandes clairement définies dans les spectres optiques et magnéto-optiques. L'approche que nous montrons ici peut être facilement adaptée à divers types de cristaux photoniques et ne se limite pas aux résonances plasmon de surface.
La modification la plus courante de la technique serait son adaptation pour mesurer les effets longitudinals et/ou polaires de Kerr, qui se manifestent par rotation de polarisation plutôt que par effets d'intensité. Pour mesurer la rotation de polarisation, un polariseur supplémentaire doit être placé entre le séparateur de faisceau et l'objectif de collecteur pour rendre l'intensité détectée à la caméra proportionnelle à la rotation de polarisation. Ce polariseur doit être placé à un angle de 45 degrés avec la polarisation de l'incident de lumière sur l'échantillon afin de maximiser le signal magnéto-optique27.
Les pièges courants dans la technique de mesure incluent le montage incorrect de l'échantillon de sorte qu'il puisse se déplacer quand un champ magnétique est appliqué. Cela peut être aggravé par l'utilisation de métal magnétique comme le fer dans le support de l'échantillon. Même de petites quantités de métaux magnétiques comme de petites vis peuvent entraîner des mouvements qui masquent entièrement l'effet magnéto-optique. Un échantillon en mouvement se traduit généralement par une boucle d'hystéreinine incorrecte « ressemblant à une banane ». Par conséquent, il faut prendre soin de monter l'échantillon et de s'assurer qu'il est fermement en place avant les mesures. Pour confirmer le bon montage de l'échantillon, il est recommandé de mesurer les boucles d'hystérèse à l'aide d'une combinaison longueur d'onde/angle qui est connue pour donner un bon signal et confirmer que sa forme est comme prévu et que tous les artefacts provenant du mouvement de l'échantillon ou d'autres aberrations ne sont pas présents.
Comme la mesure de la boucle d'hystérenis nécessite une boucle sur une gamme de champ magnétique appliqué, la mesure prend un certain temps. Si le niveau d'intensité de la source n'est pas stable au fil du temps, le champ magnétique doit être bouclé rapidement pour éviter la dérive de puissance affectant les boucles d'hystérenis mesurées. Typiquement, les niveaux de puissance source dérivent plus lentement qu'une boucle d'hystérenis peut être mesurée, ce qui permet de mesurer le contraste TMOKE même dans ces conditions. Si le signal est bruyant et qu'il faut plus de moyenne, la moyenne peut être réalisée en augmentant le nombre de boucles mesurées plutôt que le nombre d'images à chaque point de champ magnétique.
Cette technique repose sur l'application in situ du champ magnétique. Alors que les matériaux ferromagnetic maintiennent habituellement leur état de magnétisation en l'absence de champs magnétiques appliqués, en raison de la petite magnitude des effets magnéto-optiques, la suppression de l'échantillon pour manipuler la magnétisation entraîne une défaillance due à la difficulté de réinsérer l'échantillon dans exactement la même position qu'avant l'inversion de magnétisation.
La méthode que nous avons présentée ici repose sur des équipements de détection sensibles et des sources lumineuses stables. Dans la spectrométrie magnéto-optique Standard Kerr en configuration Longitudinale ou polaire Kerr, un modulateur photoélastique est souvent utilisé pour améliorer le rapport signal-bruit et pour séparer les composants de rotation et d'ellipticité les uns des autres27,28. Cependant, la fréquence de modulation d'un modulateur photoélastique est généralement supérieure à 50 kHz, ce qui le rend très difficile à utiliser avec une caméra microscope. Par conséquent, pour obtenir le meilleur rapport signal-bruit possible pour un microscope magnéto-optique de l'espace Fourier, il est nécessaire d'investir dans des caméras et des sources lumineuses avec une bonne stabilité.
Dans les mesures magnéto-optiques longitudinales et polaires, l'intensité de l'incident de lumière sur la caméra est considérablement réduite en raison du polariseur croisé placé devant elle, qui met des exigences supplémentaires sur l'équipement de caméra nécessaire pour détecter le beaucoup plus faible Signal.
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Disclosures
Les auteurs n'ont rien à révéler.
Acknowledgments
Nous reconnaissons le soutien financier du ministre espagnol d'Economa y Competitividad à travers des projets MAT2017-85232-R (AEI/FEDER,UE), Severo, Ochoa (SEV-2015-0496) et par la Generalitat de Catalunya (2017, SGR 1377), par le CNPq - Brésil, et par la Commission européenne (Marie Skôodowska-Curie IF EMPHASIS - DLV-748429).
Materials
| Name | Company | Catalog Number | Comments |
| Beam splitter | Thorlabs | BSW27 | |
| Bertrand lens | Thorlabs | LA1608 | f = 75 mm |
| CCD Camera | Thorlabs | 1500M-GE-TE | Camera for real space imaging |
| Collecting lens | Thorlabs | ITL200 | f = 200 mm |
| Collimating lens | Zeiss | 420640-9800 | Magnification 10x NA 0.3 |
| Flip mirror | Thorlabs | CCM1-P01/M | |
| Flip mirror mount | Thorlabs | FM90/M | |
| L1-lens | Thorlabs | LA1986 | f = 125 mm |
| L2-lens | Thorlabs | LA1461 | f = 250 mm |
| Objective lens | Nikon | MUE10500 | Magnification 50x NA 0.8 |
| Pinhole | Thorlabs | ID8/M | |
| Polarizer | Thorlabs | GTH10M | For LMOKE measurements, two polarizers are needed |
| sCMOS camera | Andor | ZYLA-4.2P-USB3 |
References
- Bayer, M., et al. Optical Modes in Photonic Molecules. Physical Review Letters. 81 (12), 2582-2585 (1998).
- 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).
- Rybin, M. V., et al. High-Q Supercavity Modes in Subwavelength Dielectric Resonators. Physical Review Letters. 119 (24), 243901 (2017).
- Joannopoulos, J. D., Villeneuve, P. R., Fan, S. Photonic crystals. Solid State Communications. 102 (2), 165-173 (1997).
- Englund, D., Fushman, I., Vuckovic, J. General recipe for designing photonic crystal cavities. Optics Express. 13 (16), 5961-5975 (2005).
- Yablonovitch, E. Inhibited Spontaneous Emission in Solid-State Physics and Electronics. Physical Review Letters. 58 (20), 2059-2062 (1987).
- Yablonovitch, E. Photonic band-gap structures. JOSA B. 10 (2), 283-295 (1993).
- Noda, S., Tomoda, K., Yamamoto, N., Chutinan, A. Full Three-Dimensional Photonic Bandgap Crystals at Near-Infrared Wavelengths. Science. 289 (5479), 604-606 (2000).
- John, S. Strong localization of photons in certain disordered dielectric superlattices. Physical Review Letters. 58 (23), 2486-2489 (1987).
- Krauss, T. F. Slow light in photonic crystal waveguides. Journal of Physics D: Applied Physics. 40 (9), 2666-2670 (2007).
- 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).
- Wagner, R., Heerklotz, L., Kortenbruck, N., Cichos, F. Back focal plane imaging spectroscopy of photonic crystals. Applied Physics Letters. 101 (8), 081904 (2012).
- 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).
- Vasista, A. B., Sharma, D. K., Kumar, G. V. P. Fourier Plane Optical Microscopy and Spectroscopy. Digital Encyclopedia of Applied Physics. , 1-14 (2019).
- 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).
- Belotelov, V. I., et al. Enhanced magneto-optical effects in magnetoplasmonic crystals. Nature Nanotechnology. 6 (6), 370 (2011).
- 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).
- Kataja, M., et al. Surface lattice resonances and magneto-optical response in magnetic nanoparticle arrays. Nature Communications. 6, 7072 (2015).
- Kataja, M., et al. Hybrid plasmonic lattices with tunable magneto-optical activity. Optics Express. 24 (4), 3652-3662 (2016).
- Kalish, A. N., et al. Magnetoplasmonic quasicrystals: an approach for multiband magneto-optical response. Optica. 5 (5), 617-623 (2018).
- 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).
- Kurvits, J. A., Jiang, M., Zia, R. Comparative analysis of imaging configurations and objectives for Fourier microscopy. JOSA A. 32 (11), 2082-2092 (2015).
- 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).
- Cichelero, R., Kataja, M., Campoy-Quiles, M., Herranz, G. Non-reciprocal diffraction in magnetoplasmonic gratings. Optics Express. 26 (26), 34842-34852 (2018).
- 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).
- 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).
- 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).
- Sato, K. Measurement of Magneto-Optical Kerr Effect Using Piezo-Birefringent Modulator. Japanese Journal of Applied Physics. 20 (12), 2403 (1981).
