Summary
A estrutura da banda fotônica permite entender como os modos eletromagnéticos confinados se propagam dentro de um cristal fotônico. Em cristais fotônicos que incorporam elementos magnéticos, tais modos ópticos confinados e ressonantes são acompanhados por atividade magneto-óptica aprimorada e modificada. Descrevemos um procedimento de medição para extrair a estrutura da banda magneto-óptica pela microscopia espacial Fourier.
Abstract
Cristais fotônicos são nanoestruturas periódicas que podem suportar uma variedade de modos eletromagnéticos confinados. Tais modos confinados são geralmente acompanhados por aprimoramento local da intensidade do campo elétrico que fortalece as interações de matéria-luz, permitindo aplicações como dispersão de Raman (SERS) aprimorada na superfície e sensoriamento de plasmon de superfície. Na presença de materiais magneto-opticamente ativos, o aprimoramento de campo local dá origem a atividade magneto-óptica anômala. Normalmente, os modos confinados de um determinado cristal fotônico dependem fortemente do comprimento de onda e do ângulo de incidência da radiação eletromagnética incidente. Assim, medidas espectrais e angulares resolvidas são necessárias para identificá-las plenamente, bem como para estabelecer sua relação com a atividade magneto-óptica do cristal. Neste artigo, descrevemos como usar um microscópio fourier-plano (plano focal traseiro) para caracterizar amostras magneto-opticamente ativas. Como um sistema modelo, aqui usamos uma grade plasmônica construída a partir de magneto-opticamente ativo Au / Co / Au multilayer. Nos experimentos, aplicamos um campo magnético na grade in situ e medimos sua resposta recíproca do espaço, obtendo a resposta magneto-óptica da grade sobre uma gama de comprimentos de onda e ângulos de incidentes. Esta informação permite-nos construir um mapa completo da estrutura da banda plasmônica da grade e do ângulo e comprimento de onda dependente atividade magneto-óptica. Estas duas imagens nos permitem identificar o efeito que as ressonâncias plasmon têm sobre a resposta magneto-óptica da grade. A magnitude relativamente pequena dos efeitos magneto-ópticos requer um tratamento cuidadoso dos sinais ópticos adquiridos. Para este fim, um protocolo de processamento de imagem para a obtenção de resposta magneto-óptica dos dados brutos adquiridos é definido.
Introduction
Modos eletromagnéticos confinados em cristais fotônicos podem surgir de uma variedade de origens diferentes, como ressonâncias plasmon em torno de interfaces metálicas/dielétricas ou ressonâncias mie em alto índice refrativo nanoestruturas dielétricas1,2,3,e podem ser projetadas para aparecer em frequências especificamente definidas4,5. Sua presença dá origem a muitos fenômenos fascinantes, como as lacunasbanda fotônica6,7,8, forte localização fóton 9 , luz lenta10 e cones Dirac11. Microscopia de plano fourier e espectroscopia são ferramentas básicas para caracterização de nanoestruturas fotônicas, pois permitem capturar muitas propriedades essenciais de modos confinados que ocorrem neles. Na microscopia espacial Fourier, em oposição à imagem real convencional do plano, a informação é apresentada como função das coordenadas angulares12,13. É alternativamente conhecido como plano focal traseiro (BFP) imagem como a decomposição angular da luz que emana da amostra é registrada a partir do plano focal de volta do objetivo microscópio. O espectro angular, ou seja, o padrão de emissão de campo distante da amostra está relacionado ao impulso de luz que emana dele(k). Em particular, ele representa o seu impulso no avião (kx,ky)distribuição14.
Em amostras magneto-opticamente ativas, a presença de excitações fotônicas confinadas tem demonstrado resultar em considerável aprimoramento da resposta magneto-óptica15,16,17,18,19. Os efeitos magneto-ópticos dependem da geometria mútua do campo magnético e da radiação eletromagnética incidente. Geometrias magneto-ópticas mais comumente encontradas para luz polarizada linearmente e sua nomenclatura são retratadas na Figura 1. Aqui, demonstramos uma configuração que pode ser usada para explorar dois efeitos magneto-ópticos que são observados em reflexão: efeitos magnético-ópticos transmissíveis e longitudinais kerr, abreviados, respectivamente, como TMOKE e LMOKE. O TMOKE é um efeito de intensidade, onde as refletições dos estados de magnetização opostos são diferentes, enquanto o LMOKE se manifesta como uma rotação do eixo de polarização de luz refletida. Os efeitos são distinguidos pela orientação da magnetização no que diz respeito à incidência de luz, onde para o LMOKE, a magnetização é orientada paralela ao componente plano do vetor de onda da luz, enquanto para o TMOKE é transversal a ela. Para a luz normalmente incidente, ambos os componentes no plano do impulso da luz são nulos (kx = ky = 0) e, conseqüentemente, ambos os efeitos são zero. Configurações onde ambos os efeitos estão presentes podem ser facilmente concebidas. No entanto, para simplificar a análise de dados, nesta demonstração limitamo-nos a situações em que apenas um dos efeitos está presente, ou seja, TMOKE.
Várias configurações ópticas podem ser usadas para medir a distribuição angular da luz emitida a partir de cristais magnetofotônicos. Por exemplo, em Kalish et al.20 e Borovkova et al.21, tal configuração foi usada com sucesso na geometria da transmissão para desvendar a influência plasmon em fenômenos magneto-ópticos. Como ilustração, em Kurvits et al.22,algumas configurações possíveis são apresentadas para um microscópio que usa uma lente objetiva corrigida pelo infinito. Em nossa configuração, retratada na Figura 2A,usamos uma lente corrigida pelo infinito, onde a luz proveniente de um determinado ponto da amostra é direcionada pela lente objetiva em feixes colline. Na Figura 2A,feixes emergindo do topo (linhas tracejadas) e do fundo (linhas sólidas) da amostra são descritos esquematicamente. Em seguida, uma lente de coleta é usada para reorientar esses feixes para formar uma imagem no plano de imagem (IP). Uma segunda lente, também conhecida como lente Bertrand, é então colocada após o plano de imagem para separar a luz de entrada em seu plano focal em componentes angulares, retratado na Figura 2A em vermelho, azul e preto. A partir deste plano focal de volta, a distribuição angular da luz emitida pela amostra pode ser medida com uma câmera. Efetivamente, a lente Bertrand realiza uma transformação Fourier no feixe de luz que chega a ele. A distribuição de intensidade espacial no BFP corresponde à distribuição angular da radiação incidente. Um mapa de reflexão recíproca completa do espaço da amostra pode ser estabelecido iluminando a amostra com o mesmo objetivo que é utilizado para coletar a resposta da amostra. As vigas indo e fora são separadas usando um divisor de feixe. A configuração completa é retratada na Figura 3A. Para obter um espectro, uma fonte de luz tunable ou um monochromator são necessários. A medida pode então ser repetida sobre comprimentos de onda diferentes, tendo em mente que, devido ao espectro de fontes de luz padrão, os resultados precisam ser normalizados para a refletividade de uma amostra de controle. Para este fim, pode-se usar um espelho ou uma parte da amostra que foi propositadamente deixada sem padrão para permitir uma alta refletividade. Para auxiliar no posicionamento, mostramos como integrar a configuração com um sistema óptico adicional que permite imagens do espaço real da amostra, mostrada na Figura 2B.
Agora passamos a estabelecer um método para medir o espectro magneto-óptico resolvido angular de um cristal fotônico, usando como uma amostra representativa, uma grade de DVD coberta com um filme Au/Co/Au onde a presença de cobalto ferromagnético dá origem a considerável atividade magneto-óptica23. A corrugação periódica da grade de DVD permite ressonâncias de polariton plasmon superficial (SPP) em combinações distintas de comprimento de onda-ângulo que são dadas por
onde n é o índice refrativo do ambiente circundante, k0 o vetor de onda de luz no espaço livre, θ0 o ângulo de incidência, d a periodicidade da grade e m é um inteiro que denota a ordem do SPP. O vetor da onda 
do SPP é dado por onde o ε1 e o ε2 são os permittivities da camada metálica e do ambiente dielétrico circunvizinho. Devido à espessura do filme multicamada de ouro / cobalto, podemos supor que SPPs só estão animados em cima do filme multicamada.
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Protocol
1. Montagem da configuração
- Óptica
NOTA: Construa a configuração como descrito na Figura 3A em uma mesa óptica com isolamento de vibração suficiente. Para evitar aberrações esféricas e outras, centralie todos os componentes óticos (lentes, pinholes etc.) com respeito ao feixe. O arranjo óptico é mostrado na Figura 2 com as distâncias entre os componentes indicados.- Guie a luz da fonte de luz branca para um monocromrador para obter um feixe de luz monocromática. Veja a Tabela de Materiais para obter detalhes da configuração usada neste trabalho. Defina o monocromator em um comprimento de onda que tem uma boa intensidade e visibilidade, por exemplo, 550 nm. Um comprimento de onda da parte visível do espectro facilita a posição dos elementos ópticos.
- Usando uma lente de acoplamento, acopla a luz a uma fibra e collimate a com um objetivo na terminação da fibra. Dependendo da fonte de luz utilizada, esta etapa pode ser omitida.
- Coloque um polarizador 250 mm da lente collimante para polarizar linearmente o feixe e coloque um divisor de feixe de 100 mm do polarizador para guiar a luz para a lente objetiva do microscópio.
NOTA: Devido ao feixe collimado, as posições indicadas dos componentes acima mencionados não afetam a ótica da configuração de medição e são dadas apenas para orientação. - Coloque a amostra no suporte da amostra equipada com uma fase de tradução x-y-z e uma fase de rotação que permite uma rotação de amostras de 360 graus em torno do eixo z, ou seja, o eixo de luz que afeta a amostra.
- Monte a lente objetiva em um estágio de tradução que permite o movimento em três direções. O mais crucial deles é o z-eixo que é necessário para se concentrar na amostra.
NOTA: O equipamento necessário para a tradução da amostra depende das amostras utilizadas. Amostras grandes e homogêneas podem ser posicionadas manualmente, enquanto amostras com pequena área útil exigirão um posicionamento mais cuidadoso, especialmente ao usar um pinhole para limitar a área imaged (passo 1.1.7.). A ótica do feixe emergindo da amostra é descrita schematicamente na Figura 2. A lente objetiva corrigida infinito direciona frentes de onda emergindo de cada ponto da amostra em feixes colline. - Coloque uma lente de colecionador com f = 200 mm (lente do tubo), 330 mm a partir do objetivo de re-foco das vigas para formar uma imagem no plano de imagem. Devido à propagação collinear da luz que emana da amostra, a lente do coletor pode ser colocada a qualquer distância da lente objetiva.
NOTA: Como antes, a luz que emerge da lente objetiva é collimated. No entanto, a lente do tubo deve ser colocada após o divisor de feixe. - Coloque um pinhole no plano de imagem a 200 mm da lente do coletor para limitar a região de imagem para a área padronizada. Coloque o pinhole no centro da viga. Se estiver usando um pinhole, use a imagem do espaço real da amostra para posicioná-la. Para amostras onde a área modelada é maior do que a área iluminada pelo feixe de luz, isso não é necessário.
- Coloque uma segunda lente com f = 75 mm (lente Bertrand), 120 mm após o plano de imagem para criar uma transformação Fourier dos componentes angulares da imagem. A transformação é criada no foco da segunda lente e imagem com uma câmera científica sCMOS que é colocado 75 mm da lente Bertrand.
- Apenas para medições lmoke, inserir um polarizador adicional com um ângulo no que diz respeito ao primeiro polarizador entre o divisor de feixe e a lente do coletor.
- Ímã
- Conecte o ímã a uma fonte de alimentação e monte-o de modo que o campo magnético possa ser aplicado na amostra. Escolha se o campo magnético é aplicado na direção longitudinal, transversal ou polar (Figura 1).
- Preparação da amostra
- Desmontar mecanicamente um disco dvd comercial; posteriormente, a superfície de grade exposta pode ser facilmente identificada devido às suas propriedades difrativas. Use uma fita adesiva para descascar os revestimentos anteriores. Limpe a superfície, mergulhe-a em etanol por 10 min. A grade está agora pronta para receber um revestimento magneto-plasmímonio.
NOTA: Diferentes discos ópticos comerciais como Blu-ray e CDs, podem precisar de um protocolo de preparação diferente. - Deposite a película de metal na grade exposta pela evaporação do feixe de elétrons. Para garantir baixa aspereza, use taxas de evaporação menores que 5 Å/s.
- Começando com uma camada adesiva 4 nm Cr, depósito alternando camadas de ouro e cobalto, terminando com uma camada de tampamento de ouro para garantir a proteção contra a oxidação.
NOTA: Usamos o seguinte número de camadas e espessuras: Cr (4 nm)/Au (16 nm)/[Co (14 nm)/Au (16 nm)] × 4/Co (14 nm)/Au (7 nm). - Realizar microscopia óptica ou eletrônica(Figura 4A)para verificar as condições da superfície da amostra, em caso de homogeneidade e defeitos baixos prosseguir com a medição.
- Desmontar mecanicamente um disco dvd comercial; posteriormente, a superfície de grade exposta pode ser facilmente identificada devido às suas propriedades difrativas. Use uma fita adesiva para descascar os revestimentos anteriores. Limpe a superfície, mergulhe-a em etanol por 10 min. A grade está agora pronta para receber um revestimento magneto-plasmímonio.
2. Procedimento de medição
- Posicionamento da amostra
NOTA: Como uma amostra ilustrativa, vamos medir uma grade de DVD coberto com magnetoplasmítico Au / Co / Au filme. Devido à ondulação periódica da grade, os SPPs podem ser excitados em determinados ângulos de incidência baseados no comprimento de onda wavefront.- Monte a amostra no suporte da amostra usando uma pequena gota de tinta prateada. Deixe a tinta prateada secar por 10 min.
- Insira um espelho flip após o plano de imagem para permitir imagens espaciais reais da amostra. Insira uma lente L1 com f = 125 mm para que o plano de imagem esteja em foco e coloque L2 com f = 250 mm a 135 mm de distância de L1.
- Finalmente coloque uma câmera de dispositivo acoplado a carga (CCD) a 210 mm de L2 para capturar uma imagem ampliada do plano de imagem. Mova as lentes L1 e L2 até que o pinhole colocado no plano da imagem no bom foco na câmera do CCD.
- Mova a lente objetiva para a amostra até que a amostra esteja em bom foco na câmera CCD.
- Medição de refletividade óptica
- Usando a imagem do espaço real da amostra, posicione o ponto claro sobre uma parte reflexiva (não modelada) da amostra. Vire o espelho flip para ver o BFP do microscópio.
NOTA: Aqui, para o DVD-ralar usamos o filme metálico contínuo na borda do disco de DVD. - Selecione a área do plano focal traseiro que corresponde ao estado desejado da polarização. A relação entre polarização e posição no plano focal de volta é mostrada na Figura 3B. Selecione uma área de interesse (AOI) como uma seção transversal retangular do plano focal traseiro objetivo (retângulo azul na figura 3C)ao longo do eixo que corresponde à polarização tm.
NOTA: No software de instrumentação usado neste manuscrito, isso é conseguido selecionando o AOI usando os seletores de cursor. O software, em seguida, calcula a média das intensidades ao longo da curta dimensão do retângulo e trata o espectro resultante como uma matriz 1D de dados onde cada ponto de dados corresponde a um ângulo de emissão diferente da amostra. Em grades plasmônicas, apenas a luz polarizada por TM, ou seja, a radiação EM com campo elétrico perpendicular aos sulcos de grade, pode excitar as ressonâncias plasmon. Assim, dependendo da orientação de grade, é necessário selecionar o estado correto da polarização escolhendo uma fatia vertical ou horizontal do BFP. - Medir o espectro da fonte de luz clicando medida espectro de normalização, que será usado mais tarde para normalizar os dados de refletividade medido. À medida que cada comprimento de onda produz um conjunto 1D de pontos de dados, todo o espectro da fonte de luz é salvo como um tensor 2D onde cada ponto de dados representa uma combinação de comprimento de onda e ângulo.
- Usando novamente a imagem do espaço real da amostra, posicione a fonte de luz sobre o cristal fotônico de interesse. Ao mudar de volta para BFP, certifique-se de que os modos plasmon são visíveis como linhas escuras cruzando o plano focal de volta. As linhas se movem à medida que o comprimento de onda da luz do incidente é modificado.
- Usando as mesmas configurações aoi e medida (ou seja, tempos de exposição, número de médias), medir o espectro de reflexão do cristal fotônico clicando medida espectro de reflexão.
- Para explicar a variação espectral na intensidade da fonte de luz, normalize o espectro obtido pelo espectro da fonte de luz. Isso produzirá uma matriz 2D de números de 0 a 1, onde 1 corresponde a condições totalmente reflexivas e 0 a condições totalmente absortivas.
- Usando a imagem do espaço real da amostra, posicione o ponto claro sobre uma parte reflexiva (não modelada) da amostra. Vire o espelho flip para ver o BFP do microscópio.
- Medição magneto-óptica
- Comece a medição magneto-óptica medindo um laço da histerese usando um ângulo e um comprimento de onda que sejam sabidos para corresponder a uma boa resposta magneto-óptica, geralmente estas circunstâncias podem ser encontradas perto das excitações do SPP. Para fazer isso, escolha um pequeno AOI perto das excitações spp e medir um único loop.
NOTA: A análise de dados necessária para quantificar a atividade magneto-óptica depende do tipo de magnetismo que a amostra exibe. Aqui, assumimos uma resposta ferromagnética e tratamos os resultados em conformidade. A resposta dia ou paramagnética é essencialmente linear ao campo magnético aplicado e pode ser quantificada como alteração nas propriedades ópticas por unidade de campo magnético aplicado. Materiais ferromagnéticos exibem uma autorização não linear que requer consideração adicional ao definir a resposta magneto-óptica (Ver Figura 3D). O TMOKE é definido como mudança na intensidade refletida como função do
campo magnético aplicado, ou seja, onde I (M) é a intensidade refletida pela amostra no estado de magnetização M. - Usando o laço da histerese medido em 2.3.1., escolha a escala de campos magnéticos para enloopar. Para amostras ferromagnéticas, loop os campos de um estado totalmente saturado para um estado oposto saturado, estendendo o intervalo confortavelmente sobre o campo de saturação. Posteriormente, use os pontos medidos no estado saturado para analisar e remover quaisquer contribuições dia ou paramagnéticas que possam ser verificadas por sua contribuição linear.
- Finalmente, medir a intensidade refletida pela amostra em cada ponto de campo magnético definido, repetindo ao longo de vários loops, se desejar. Cada comprimento de onda e ponto de magnetização produzem uma única matriz 1D de dados numéricos (ou seja, intensidade de luz medida), onde cada ponto da matriz corresponde a um ângulo particular.
- Comece a medição magneto-óptica medindo um laço da histerese usando um ângulo e um comprimento de onda que sejam sabidos para corresponder a uma boa resposta magneto-óptica, geralmente estas circunstâncias podem ser encontradas perto das excitações do SPP. Para fazer isso, escolha um pequeno AOI perto das excitações spp e medir um único loop.
campo magnético aplicado, ou seja, onde I (M) é a intensidade refletida pela amostra no estado de magnetização M.3. Análise de dados
- Usando o laço da histerese da amostra medida na etapa 2.3.1, atribui cada frame medido na etapa 2.3.3. para qualquer um dos estados saturados ou para o estado intermediário (Figura 3C).
- Descarte os quadros intermediários e calcule a atividade
magneto-óptica a partir das intensidades medidas, onde as operações são realizadas separadamente para cada ponto de dados angular e de comprimento de onda.
NOTA: Como TMOKE é expressa como uma mudança de intensidade relativa, os resultados não precisam ser normalizados para o espectro da lâmpada. - Se a amostra apresenta grande atividade paramagnética (ou mais raramente, diamagnética) que precisa ser subtraída para uma comparação confiável entre os estados magnéticos saturados, subtraia a contribuição linear decorrente da atividade paraou ou diamagnética, ajustando um linha (novamente, pixelwise separadamente para cada ângulo e ponto de comprimento de onda) sobre os pontos medidos na saturação e remover a contribuição linear.
magneto-óptica a partir das intensidades medidas, onde as operações são realizadas separadamente para cada ponto de dados angular e de comprimento de onda.Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.
Representative Results
A Figura 4A mostra uma micrografia de microscópio eletrônico de varredura (SEM) de uma grade de DVD comercial coberta com multicamada Au/Co/Au que foi usada uma amostra de demonstração em nossos experimentos. Seus espectros ópticos e magneto-ópticos são mostrados na Figura 4B,C, respectivamente. Detalhes sobre a fabricação da amostra são apresentados em outros lugares23. As linhas pretas na figura 4A,B mostram as relações da dispersão do plasmon calculadas da equação 1. A autorização do multilayer Au/Co/Au é retirada do Arquivo de Dados Suplementares 1 em Cichelero et al.24, onde um multicamada semelhante foi medido usando elipse espectroscópica. A periodicidade da grade é assumida como 740 nm. As linhas de dispersão calculadas correspondem a uma queda conspícua na refletividade na Figura 4A que resulta da radiação incidente sendo convertida em SPPs e dissipada através do amortecimento ohmic.
A relação entre as posições de pixel no plano focal traseiro(Figura 3C)e o ângulo de emissão pode ser estabelecida da seguinte forma: o ângulo máximo θmáximo em que o objetivo pode aceitar a luz é dado pela fórmula e depende da abertura numérica NA = 0,8 e índice refrativo do meio circundante (ar, n = 1). Este é o ângulo que corresponde aos extremos da área iluminada do plano Fourier. Os pixels entre eles podem ser atribuídos um número de forma linear de -NA para +NA que reflete a abertura numérica em sua posição e seu ângulo correspondente é então dado pelo pecado inverso deste número (dividido por n, se necessário).
A Figura 4C retrata o espectro magneto-óptico da grade plasmônica. Aqui, as linhas plasmon são acompanhadas por um aumento na atividade magneto-óptica que se inverte abruptamente no SPP. A forma da linha pode ser explicada pelo fato de que a magnetização muda ligeiramente as condições de excitação do SPP, resultando assim em dois SPPs diferentes para estados opostos da magnetização. Quando as reflexivas dos dois estados ligeiramente deslocados são subtraídas umas das outras, uma forma característica de linha derivada é obtida15,16,17. As larguras de linha plasmon das ressonâncias plasmon, bem como os espectros magneto-ópticos resultantes dependem fortemente dos parâmetros materiais do multicamada metálico25,26.
Notamos que, devido à geometria da grade, o eixo magnético fácil é orientado ao longo da grade em si e muito grandes campos magnéticos são necessários para saturá-lo fora deste plano, por esta razão medições LMOKE não são viáveis com esta amostra particular.
Figura 1: Diferentes geometrias onde efeitos magneto-ópticos podem ser observados.
Polar (A), longitudinal (B) e transversal(C)magneto-óptica kerr efeitos são observados em reflexão, enquanto Faraday (D) e Voigt (E) efeitos ocorrem na transmissão através magnetizado médio. Clique aqui para ver uma versão maior deste número.
Figura 2: Configuração óptica.
(A)Representação esquemática da propagação da luz na configuração microscópica do plano Fourier. Os componentes angulares distintos (retratados com raios vermelhos, pretos e azuis) são espacialmente separados no plano focal traseiro. (B) Representação esquemática da propagação da luz no microscópio espacial real. As lentes L1 e L2 dão forma a um telescópio que fotografe no plano da imagem à câmera. As distâncias entre os componentes na tabela óptica são destacadas abaixo de cada configuração. Números vermelhos indicam que a distância é fundamental para a formação de imagem. As distâncias são em milímetros. Clique aqui para ver uma versão maior deste número.
Figura 3: Microscópio e medições de espaço mais fourier.
(A) Componentes do microscópio espacial Fourier. (B) Representação esquemática dos estados de polarização da luz focada siobjetivo. Incidente linearmente (ao longo da x-direção) polariza a luz afeta a amostra como TE- e TM-polarizado dependendo da parte do objetivo onde o raio se origina. Intensidadeno plano focal traseiro do microscópio em λ = 600 nm ao medir a grade de DVD. As linhas de absorção negra indicam ressonâncias spp que também são visíveis na Figura 4B,C. Aoi pode ser escolhido como o retângulo azul para medir a resposta à luz tm-polarizada ou vermelho para TE-polarizado. (D)Ciclo de histerese esquemática de um material ferromagnético demonstrando a resposta típica não linear aos campos magnéticos aplicados. Clique aqui para ver uma versão maior deste número.
Figura 4: Medições em uma amostra de grade de DVD.
(A)Micrografia SEM de uma grade de DVD comercial coberta com multilayer Au/Co/Au. Refletividade resolvida angular (B) e mapa de atividade magneto-óptica(C)da grade de DVD com periodicidade de 740 nm. Clique aqui para ver uma versão maior deste número.
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Discussion
Introduzimos uma configuração de medição e protocolo para obter espectros magneto-ópticos definidos angulares de cristais ópticos. Em particular, o caso de materiais ferromagnéticos, que requer análise de dados adicionais para dar conta da permeabilidade não linear do material, foi definido. A espectroscopia magneto-óptica resolvida angular apresenta uma vantagem adicional sobre métodos resolvidos não angulares de que os modos confinados podem ser mais facilmente identificados, pois aparecem como bandas claramente definidas em espectros ópticos e magneto-ópticos. A abordagem que mostramos aqui pode ser prontamente adaptada a vários tipos de cristais fotônicos e não se limita a ressonâncias plasmônicas superficiais.
A modificação mais comum da técnica seria sua adaptação para medir os efeitos longitudinais e/ou polares de Kerr, que se manifestam como rotação de polarização em vez de efeitos de intensidade. Para medir a rotação da polarização, um polarizador adicional deve ser colocado entre o divisor do feixe e a lente do coletor para fazer a intensidade detectada na câmera proporcional à rotação da polarização. Este polarizador deve ser colocado em um ângulo de 45° com a polarização do incidente de luz na amostra para maximizar o sinal magneto-óptico27.
Armadilhas comuns na técnica de medição incluem a montagem incorreta da amostra para que ela possa se mover quando um campo magnético é aplicado. Isso pode ser agravado pelo uso de metal magnético, como ferro no suporte da amostra. Mesmo pequenas quantidades de metais magnéticos, como pequenos parafusos podem resultar em movimentos que mascaram o efeito magneto-óptico inteiramente. Uma amostra em movimento resulta tipicamente em um loop de histerese incorreta "banana-like". Portanto, o cuidado adequado precisa ser tomado na montagem da amostra e certificando-se de que ela está firmemente no lugar antes das medições. Para confirmar a montagem adequada da amostra, recomenda-se medir loops de histerese usando uma combinação de comprimento de onda/ângulo que é conhecida por resultar em bom sinal e para confirmar que sua forma é como esperado e que quaisquer artefatos do movimento da amostra ou outras aberrações não estão presentes.
Como a medição do laço da histerese exige looping sobre uma escala do campo magnético aplicado, a medida toma alguma hora. Se o nível de intensidade da fonte não é estável ao longo do tempo, o campo magnético deve ser enrolado rapidamente para evitar a deriva de energia que afetam os loops de histerese medidos. Normalmente, os níveis de energia de origem derivam mais lentamente do que um loop de histerese pode ser medido, tornando possível medir o contraste TMOKE mesmo essas condições. Se o sinal é barulhento e mais média é necessária, a média pode ser realizada aumentando o número de loops medidos em vez do número de quadros em cada ponto de campo magnético.
Esta técnica baseia-se na aplicação do campo magnético in situ. Enquanto os materiais ferromagnéticos geralmente mantêm seu estado de magnetização na ausência de campos magnéticos aplicados, devido à pequena magnitude dos efeitos magneto-ópticos, a remoção da amostra para manipular a magnetização resulta em falha devido à dificuldade de reinserir a amostra exatamente na mesma posição que era antes da reversão da magnetização.
O método que apresentamos aqui depende de equipamentos de detecção sensíveis e fontes de luz estáveis. Na espectrometria padrão de Kerr magneto-óptica na configuração longitudinal ou polar kerr, um modulador fotoelástico é frequentemente usado para melhorar a relação sinal-ruído e para separar os componentes de rotação e elíptodia uns dos outros27,28. No entanto, a frequência de modulação de um modulador fotoelástico é tipicamente mais de 50 kHz, o que torna muito difícil de usar com uma câmera de microscópio. Portanto, para obter a melhor relação sinal-ruído possível para um microscópio magneto-óptico do espaço Fourier, é necessário investir em câmeras e fontes de luz com boa estabilidade.
Em medições magneto-ópticas longitudinais e polares, a intensidade do incidente de luz na câmera é muito reduzida devido ao polarizador cruzado colocado antes dele, o que coloca requisitos adicionais sobre o equipamento de câmera necessário para detectar o muito mais fraco Sinal.
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Disclosures
Os autores não têm nada a divulgar.
Acknowledgments
Reconhecemos o apoio financeiro do ministro espanhol de Economía y Competitividad através de projetos MAT2017-85232-R (AEI/FEDER,UE), Severo, Ochoa (SEV-2015-0496) e pela Generalitat de Catalunya (2017, SGR 1377), pelo CNPq – Brasil, e pela Comissão Europeia (Marie Skłodowska-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).
