Waiting
Login processing...

Trial ends in Request Full Access Tell Your Colleague About Jove
Click here for the English version

Engineering

Spektrala och vinkel-lösta Magneto-optisk karakterisering av fotoniska nanostrukturer

Published: November 21, 2019 doi: 10.3791/60094

Summary

Fotoniska band struktur gör det möjligt att förstå hur slutna elektromagnetiska lägen propagera inom en fotonisk kristall. I fotoniska kristaller som inkorporerar magnetiska element åtföljs sådana trånga och resonanta optiska lägen av förbättrad och modifierad Magneto-optisk aktivitet. Vi beskriver ett mätförfarande för att extrahera Magneto-optiska bandstrukturen med Fourierrymdmikroskopi.

Abstract

Fotoniska kristaller är periodiska nanostrukturer som kan stödja en mängd olika slutna elektromagnetiska lägen. Sådana trånga lägen åtföljs vanligtvis av lokal förbättring av elektrisk fältintensitet som stärker ljus-materia interaktioner, vilket möjliggör tillämpningar såsom ytförstärkt Raman spridning (SERS) och ytan plasmon förbättrad avkänning. I närvaro av Magneto-optiskt aktiva material ger den lokala fält förbättringen upphov till avvikande Magneto-optisk aktivitet. Typiskt, de trånga lägena av en given fotonisk kristall beror starkt på våglängd och incidens vinkel av incidenten elektromagnetisk strålning. Således behövs spektrala och vinkel lösa mätningar för att fullständigt identifiera dem samt för att etablera deras förhållande till kristallens Magneto-optiska aktivitet. I denna artikel beskriver vi hur man använder en Fourier-Plane (back fokal planet) Mikroskop för att karakterisera Magneto-optiskt aktiva prover. Som modellsystem, här använder vi en plasmoniska galler byggd av Magneto-optiskt aktiv au/Co/au Multilayer. I experimenten tillämpar vi ett magnetfält på gallerdurken på plats och mäter dess ömsesidiga utrymmesrespons och erhåller Magneto-optisk respons från gallerdurken över en rad våglängder och infallande vinklar. Denna information gör det möjligt för oss att bygga en komplett karta över plasmoniska band struktur av gallerdurken och vinkeln och våglängd beroende Magneto-optisk aktivitet. Dessa två bilder ger oss möjlighet att precisera den effekt som Plasmon resonanser har på Magneto-optisk respons av gallerdurken. Den relativt lilla storleken av Magneto-optiska effekter kräver en noggrann behandling av de förvärvade optiska signalerna. För detta ändamål anges ett bildbehandlings protokoll för erhållande av Magneto-optiskt svar från de förvärvade rådata.

Introduction

Trånga elektromagnetiska lägen i fotoniska kristaller kan uppstå från en mängd olika ursprung, såsom Plasmon resonansar runt metall/dielektriska gränssnitt eller Mie resonanser i hög brytningsindex dielektriska nanostrukturer1,2,3, och kan utformas för att visas på särskilt definierade frekvenser4,5. Deras närvaro ger upphov till många fascinerande fenomen som fotoniska band luckor6,7,8, stark Photon lokalisering9, långsam ljus10 och Dirac koner11. Fourierplanmikroskopi och spektroskopi är grundläggande verktyg för karakterisering av fotoniska nanostrukturer eftersom de gör det möjligt att fånga många väsentliga egenskaper hos trånga lägen som förekommer i dem. I fourierrymdmikroskopi, i motsats till konventionell Real Plans avbildning, presenteras informationen som funktion av vinkel koordinater12,13. Det är alternativt känd som back fokalplan (BFP) avbildning som vinkel nedbrytning av ljuset som härrör från provet registreras från bak fokalplanet av mikroskopet mål. Det vinkelformiga spektrumet, det vill säga det avlägsna fältet emissions mönster av provet är relaterat till dynamiken i ljuset som utgår från det (Diracs ħk). I synnerhet representerar det dess in-plane momentum (kx, ky) fördelning14.

I Magneto-optiskt aktiva prover har närvaron av slutna fotoniska exciteringar visat sig resultera i avsevärd förstärkning av Magneto-optisk respons15,16,17,18,19. Magneto-optiska effekter beror på den ömsesidiga geometrin hos magnetfältet och den infallande elektromagnetiska strålningen. Vanligast förekommande Magneto-optiska geometrier för linjärt polariserat ljus och deras nomenklatur avbildas i figur 1. Här visar vi en inställning som kan användas för att utforska två Magneto-optiska effekter som observeras i reflektion: tvärgående och längsgående Magneto-optiska Kerr effekter, förkortat, respektive, som TMOKE och LMOKE. TMOKE är en intensitet effekt, där reflektivitet motståndarens magnetisering stater är olika medan LMOKE manifesterar som en rotation av den reflekterade ljus polarisering axeln. Verkställer är distingerade vid riktningen av magnetizationen med hänsyn till den ljusa incidensen, var för LMOKE, magnetiseringen orienteras parallell till in planet del-av vinka vektorn av det ljust stunder för TMOKE som den är transverse till den. För normalt infallande ljus är både in-plane-komponenterna i Ljusets dynamik null (kx = ky = 0) och följaktligen är båda effekterna noll. Konfigurationer där båda effekterna är närvarande kan lätt utformas. Men för att förenkla dataanalysen, i denna demonstration begränsar vi oss till situationer där endast en av effekterna är närvarande, nämligen TMOKE.

Flera optiska konfigurationer kan användas för att mäta den vinkel fördelningen av ljus som avges från magnetoftoniska kristaller. Till exempel i Kalish et al.20 och borovkova et al.21, en sådan inställning användes framgångsrikt i transmission geometri för att avslöja Plasmon påverkan på Magneto-optiska fenomen. Som en illustration, i Kurvits et al.22, några möjliga konfigurationer presenteras för ett mikroskop som använder en oändlighet korrigerade objektiv. I vår konfiguration, som avbildas i figur 2A, använder vi en infinity korrigerad lins där ljuset som kommer från en given punkt i provet styrs av objektivlinsen i collinear balkar. I figur 2A, strålar som framträder från toppen (streckade linjer) och botten (heldragna linjer) av provet schematiskt avbildade. Sedan, en samlande lins används för att fokusera om dessa balkar att bilda en bild på bilden planet (IP). En andra lins, även känd som Bertrand-objektiv, sedan placeras efter bilden planet för att separera inkommande ljus vid dess fokalplan i vinkel komponenter, avbildas i figur 2A i rött, blått och svart. Från denna rygg fokalplan, kan den vinkel fördelningen av det ljus som avges av provet mätas med en kamera. På ett effektivt sätt utför Bertrand-linsen en Fouriertransformering på ljusstrålen som anländer till den. Fördelningen av rumslig intensitet vid BFP motsvarar den kantiga fördelningen av incidentstrålningen. En fullständig ömsesidig utrymmes reflektans karta över provet kan fastställas genom att belysa provet med samma mål som används för att samla in responsen hos provet. Inkommande och ut kommer balkar separeras med hjälp av en balk splitter. Den kompletta installationen avbildas i figur 3A. För att erhålla ett spektrum behövs en avstämbara ljuskälla eller en monokromator. Mätningen kan sedan upprepas över olika våglängder, med tanke på att på grund av spektrumet av standardljuskällor, resultaten måste normaliseras till reflektivitet ett kontrollprov. För detta ändamål kan man använda en spegel eller en del av provet som avsiktligt har lämnats omönstrat för att möjliggöra en hög reflektivitet. För att hjälpa till med positionering visar vi hur du integrerar installationen med ett extra optiskt system som möjliggör avbildning av provet i Real rymd, som visas i figur 2B.

Vi fortsätter nu att upprätta en metod för att mäta vinkel löst Magneto-optisk spektrum av en fotonisk kristall, med hjälp av ett representativt prov, en DVD galler täckt med en au/Co/au film där närvaron av ferromagnetisk kobolt ger upphov till betydande Magneto-optisk aktivitet23. Den periodiska korrugering av DVD galler möjliggör ytan plasmon polariton (SPP) resonanser vid distinkta våglängd-vinkel kombinationer som ges av
Equation 1
där n är brytningsindex för den omgivande miljön, k0 våg vektorn av ljus i fritt utrymme, θ0 incidensen vinkel, d periodicitet gallerdurk och m är ett heltal som betecknar ordningen för spp. SPP-vågvektorn ges av Equation 2 där ε1 och ε2 är de metalliska skiktets permittiviteter och den omgivande dielektriska miljön. På grund av tjockleken på guld/kobolt Multilayer film, kan vi anta att SPPs är bara upphetsad ovanpå den flerskiktade filmen.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Protocol

1. montering av setup

  1. Optik
    Obs: Bygg inställningarna som avbildas i figur 3A på en optisk tabell med tillräcklig vibrationsisolering. För att undvika sfäriska och andra avvikelser, centrera alla optiska komponenter (linser, hål etc.) med avseende på balken. Det optiska arrangemanget visas i figur 2 med avstånden mellan de angivna komponenterna.
    1. Styr ljuset från den vita ljuskällan till en monokromator för att få en monokromatisk ljusstråle. Se tabellen med material för information om de inställningar som används i det här arbetet. Ställ in monochromatorn på en våglängd som har en god intensitet och synlighet, t ex 550 Nm. En våglängd från den synliga delen av spektrumet gör det lättare att positionera de optiska elementen.
    2. Använda en kopplings lins, par ljuset till en fiber och collimate det med ett mål vid fiber terminering. Beroende på vilken ljuskälla som används kan det här steget utelämnas.
    3. Placera en polarisator 250 mm från kolliparande linsen för att linjärt polarisera balken och placera en balk splitter 100 mm från polarisationsfiltret för att vägleda ljuset till mikroskopet objektiv.
      Anmärkning: på grund av den kollimerade balken, de angivna positionerna för de ovan nämnda komponenterna påverkar inte optiken i mätningen setup och ges bara för vägledning.
    4. Placera provet på provhållaren som är försedd med en x-y-z-översättningsfas och en rotations fas som möjliggör en prov rotation på 360 grader runt z-axeln, d.v.s. den ljus axel som påverkar provet.
    5. Montera objektivlinsen på en översättnings fas som möjliggör förflyttning i tre riktningar. Den mest avgörande av dessa är z-axeln som behövs för att fokusera på provet.
      Den utrustning som krävs för provöversättning beror på vilka prover som används. Stora, homogena prover kan placeras manuellt medan prover med liten användbar yta kommer att kräva mer noggrann positionering, särskilt när man använder ett hål för att begränsa det avbildade området (steg 1.1.7.). Optiken i strålen som framträder ur provet är schematiskt avbildad i figur 2. Infinity korrigerade objektiv objektivet riktar vågfronter framväxande från varje punkt i provet i collinear balkar.
    6. Placera en samlare lins med f = 200 mm (rör lins), 330 mm från målet att åter fokusera balkar för att bilda en bild på bilden planet. På grund av den collinear spridningen av ljuset som kommer från provet, kan insamlare linsen placeras på något avstånd från objektivlinsen.
      Obs: som tidigare, det ljus som uppstår från objektivlinsen är collimated. Dock bör röret linsen placeras efter strålen splitter.
    7. Placera ett hål i bildplanet på 200 mm från kollektor linsen för att begränsa den avbildade regionen till det mönstrade området. Placera hålet i mitten av balken. Om du använder ett hål, Använd den verkliga rymd bilden av provet för att placera den. För prover där det mönstrade området är större än det område som belyses av ljusstrålen är detta inte nödvändigt.
    8. Placera ett andra objektiv med f = 75 mm (Bertrand-objektiv), 120 mm efter bildplanet för att skapa en Fouriertransformering av bildens vinkel komponenter. Transformationen skapas i fokus för den andra linsen och avbildas med en vetenskaplig sCMOS kamera som är placerad 75 mm från Bertrand-linsen.
    9. För LMOKE mätningar endast, sätt in en extra polarisator med en vinkel med avseende på den första polarisatorn mellan balken splitter och samlare linsen.
  2. Magnet
    1. Anslut magneten till ett nätaggregat och montera den så att magnetfältet kan appliceras på provet. Välj om magnetfältet ska användas i den längsgående, transversala eller polära riktningen (figur 1).
  3. Provberedning
    1. Mekaniskt avveckla en kommersiell DVD-skiva; Därefter kan den exponerade gallerytan lätt identifieras på grund av dess diffraktiv-proprier. Använd en tejp för att skala de tidigare beläggningar. Rengör ytan, Blötlägg den i etanol i 10 min. Galler är nu redo att ta emot en Magneto-Plasmonic beläggning.
      Obs: olika kommersiella optiska diskar som Blu-ray och CD-skivor, kan behöva en annan förberedelse protokoll.
    2. Sätt in metall filmen på den exponerade gallerdurkningen med elektronstråle avdunstning. För att säkerställa låg grovhet, Använd avdunstnings hastigheter mindre än 5 Å/s.
    3. Börjar med en 4 Nm CR lim skikt, insättning omväxlande guld och kobolt lager, efter behandling med ett guld tak skikt för att säkerställa skydd mot oxidation.
      Anmärkning: vi använde följande antal skikt och tjocklekar: CR (4 Nm)/au (16 nm)/[Co (14 nm)/au (16 nm)] × 4/Co (14 nm)/au (7 nm).
    4. Utför optisk-eller elektronmikroskopi (figur 4a) för att kontrollera provets ytförhållanden, i händelse av homogenitet och låga defekter, Fortsätt med mätningen.

2. mätförfarande

  1. Exempel positionering
    Obs: som ett belysande prov kommer vi att mäta en DVD gallerdurkar täckt med magnetoplasmonic au/Co/au film. På grund av den periodiska korrugering av galler, SPPs kan vara upphetsad vid vissa infallsvinklar baserat på våglängdsvåglängd.
    1. Montera provet på provhållaren med en liten droppe silver färg. Låt silverfärgen torka i 10 min.
    2. Sätt in en flip Mirror efter bildplanet för att möjliggöra Real Space Imaging av provet. Sätt in en lins L1 med f = 125 mm så att bildplanet är i fokus och placera L2 med f = 250 mm vid 135 mm avstånd från L1.
    3. Slutligen placera en laddning-kopplad enhet (CCD) kamera 210 mm från L2 att fånga en förstorad bild av bilden planet. Flytta linser L1 och L2 tills hål placeras i bildplanet i bra fokus på CCD-kamera.
    4. Flytta objektivlinsen mot provet tills provet är i bra fokus i CCD-kameran.
  2. Mätning av optisk reflektivitet
    1. Använd den verkliga rymd bilden av provet och placera ljuspunkten över en reflekterande (omönstrad) del av provet. Vänd flip spegeln för att se BFP av mikroskopet.
      Anmärkning: här, för DVD-galler vi använder kontinuerlig metallisk film på kanten av DVD-skivan.
    2. Välj det område i det bakre fokalplanet som motsvarar önskat polariserings tillstånd. Sambandet mellan polarisering och position i det bakre fokalplanet visas i figur 3B. Välj ett område av intresse (AOI) som ett rektangulärt tvärsnitt av mål tillbaka fokalplanet (blå rektangel i figur 3C) längs axeln som motsvarar TM-polarisering.
      Anmärkning: i instrumenteringsprogram som används i detta manuskript, detta uppnås genom att välja AOI med markör väljare. Programvaran beräknar sedan intensiteterna längs den korta dimensionen av rektangeln och behandlar det resulterande spektrumet som en 1D-matris med data där varje datapunkt motsvarar en annan utsläpps vinkel av provet. I plasmoniska galler, kan endast TM-polariserat ljus, dvs EM-strålning med elektriskt fält vinkelrätt mot galler spåren, excitera Plasmon resonanser. Således, beroende på galler orientering, är det nödvändigt att välja rätt polariserings tillstånd genom att antingen välja en vertikal eller horisontell bit av BFP.
    3. Mät spektrumet av ljuskällan genom att klicka på Mät normaliserings spektrum, som kommer att användas senare för att normalisera uppmätta reflektivitetsdata. Eftersom varje våglängd ger en 1D-uppsättning datapunkter, sparas hela spektrumet av ljuskällan som en 2D-tensor där varje datapunkt representerar en kombination av våglängd och vinkel.
    4. Använda igen den verkliga rymden bilden av provet, placera ljuskällan över den fotoniska kristall av intresse. När du växlar tillbaka till BFP, se till att Plasmon lägena är synliga som mörka linjer som korsar det bakre fokalplanet. Linjerna flyttas som våglängden av infallande ljus ändras.
    5. Med samma AOI-och mätningsinställningar (dvs. exponeringstider, antal medelvärden) mäter du reflektions spektrumet för den fotoniska kristallen genom att klicka på Mät reflektions spektrum.
    6. För att redogöra för spektralvariationen i Ljuskällans intensitet, normalisera det erhållna spektrumet genom ljuskällans spektrum. Detta kommer att ge en 2D-matris med siffror från 0 till 1 där 1 motsvarar fullt reflekterande och 0 till fullt absorptive villkor.
  3. Magneto-optisk mätning
    1. Starta Magneto-optisk mätning genom att mäta en hysteres-slinga med en vinkel och våglängd som är kända för att motsvara en bra Magneto-optisk respons, vanligtvis dessa villkor kan hittas nära SPP excitations. För att göra det, Välj en liten AOI nära SPP Magnetiseringar och mäta en enda slinga.
      Anmärkning: den dataanalys som behövs för att kvantifiera Magneto-optisk aktivitet beror på vilken typ av magnetism som provet uppvisar. Här tar vi ett ferromagnetiskt svar och behandlar resultaten därefter. Dia-eller paramagnetiskt svar är i huvudsak linjär till tillämpad magnetfält och kan kvantifieras som förändring i optiska egenskaper per tillämpad magnetfält enhet. Ferromagnetiska material uppvisar en icke-linjär permittiviteten som kräver ytterligare övervägande vid definiering av Magneto-optisk respons (se figur 3D). TMOKE definieras som förändring i reflekterad intensitet som funktion av tillämpad magnetfält, dvs Equation 2 , där jag (M) är den intensitet som reflekteras av provet vid magnetiseringstillstånd M.
    2. Med hjälp av hysteres-slingan mätt i 2.3.1, Välj det intervall av magnetfält som ska slingas. För ferromagnetiska prover, loop fälten från ett fullständigt mättat tillstånd till ett motsatt mättade tillstånd, utvidga intervallet bekvämt över mättnadfältet. Senare, använda de punkter som mäts i den mättade tillstånd att analysera och ta bort alla dia-eller paramagnetiska bidrag som kan verifieras genom deras linjära bidrag.
    3. Slutligen mäta intensiteten reflekteras av provet vid varje magnetfält punkt definieras, upprepa över flera slingor om så önskas. Varje våglängd och magnetiseringspunkt ger en enda 1D-matris med numeriska data (dvs. uppmätt ljusintensitet) där varje punkt i matrisen motsvarar en viss vinkel.

3. analys av data

  1. Använd den hysteres-slinga i provet som mäts i steg 2.3.1 och tilldela varje bildruta mätt i steg 2.3.3. till något av de mättade tillstånden eller till det mellanliggande tillståndet (figur 3C).
  2. Kassera de mellanliggande ramarna och beräkna den Magneto-optiska aktiviteten från de uppmätta intensiteterna med Equation 2 , där operationerna utförs separat för varje vinkel-och våglängd datapunkt.
    Anmärkning: eftersom TMOKE uttrycks som en relativ intensitet förändring, måste resultaten inte normaliseras till lampspektrat.
  3. Om provet presenterar stora paramagnetiska (eller mer sällan, diamagnetiska) aktivitet som måste subtraheras för en tillförlitlig jämförelse mellan de mättade magnetiska tillstånden, subtrahera det linjära bidraget från para-eller Diamagnetisk aktivitet genom att montera en Line (återigen, pixelwise separat för varje vinkel och våglängd punkt) på de punkter som mäts vid mättnad och ta bort det linjära bidraget.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Representative Results

Figur 4a visar ett Scanningelektronmikroskop (SEM) Mikrograf av en kommersiell DVD galler täckt med AU/Co/au Multilayer som användes ett demonstrations prov i våra experiment. Dess optiska och Magneto-optiska spektra visas i figur 4B, C respektive. Detaljer om provtillverkning presenteras på annat håll23. Svarta linjer i figur 4A, B visar de Plasmon-dispersionsförhållanden som beräknats utifrån ekvation 1. Den permittiviteten av au/Co/au Multilayer tas från kompletterande datafil 1 i cichelero et al.24 där en liknande Multilayer mättes med hjälp av spektroskopisk ellipsometry. Periodicitet för gallerdurkan antas vara 740 nm. De beräknade spridnings linjerna motsvarar ett iögonfallande dopp i reflektiviteten i figur 4a som är resultatet av den infallande strålningen som omvandlas till SPPs och skingras via ohmsk dämpning.

Förhållandet mellan pixel positionerna i det bakre fokalplanet (figur 3C) och spridningsvinkeln kan fastställas på följande sätt: den maximala vinkeln θMax vid vilken målet kan acceptera ljus ges av formel och beror på den numeriska bländaren na = 0,8 och brytningsindex för det omgivande mediet (luft, n = 1). Detta är vinkeln som motsvarar ytterligheterna i den upplysta delen av Fourier planet. Pixlarna mellan dem kan tilldelas ett nummer på ett linjärt sätt från-na till +na som återspeglar den numeriska bländaren på sin position och deras motsvarande vinkel ges sedan av inversen sinus för detta nummer (dividerat med n om det behövs).

Figur 4C visar det Magneto-optiska spektrat av plasmoniska gallerdurk. Här är Plasmon linjerna åtföljs av en ökning av Magneto-optisk aktivitet som abrupt vänder på SPP. Den linje form kan förklaras av det faktum att magnetisering ändrar något SPP excitation villkor, vilket resulterar i två olika SPPs för motsatt magnetisering stater. När reflektiviteter av de två något fördrivna staterna subtraveras från varandra, erhålls en karakteristisk derivatlinjeform15,16,17. De Plasmon linebredderna av plasmonresonanserna as well as de resulterande Magneto-optiska spektra beror starkt på de materiella parametrarna av belägga med metall Multilayer25,26.

Vi noterar att på grund av geometrin av gallerdurken, är den magnetiska Easy Axis orienterad längs gallerdurken själv och mycket stora magnetfält behövs för att mätta den ur detta plan, av denna anledning LMOKE mätningar inte är genomförbara med detta särskilda prov.

Figure 1
Figur 1: olika geometrier där Magneto-optiska effekter kan observeras.
Polar (A), längsgående (B) och tvärgående (C) Magneto-optiska Kerr-effekter observeras i reflektion medan Faraday (D) och Voigt (E) effekter uppträder vid överföring via magnetiserat medium. Vänligen klicka här för att se en större version av denna siffra.

Figure 2
Bild 2: optisk inställning.
(A) Schematisk avbildning av ljus förökning i fourierplanets mikroskopiska inställning. De distinkta vinkelformiga komponenterna (avbildade med röd, svart och Blå strålar) separeras rumsligt på det bakre fokalplanet. B) Schematisk avbildning av ljusspridningen i det verkliga rymd mikroskopet. Linser L1 och L2 bildar ett teleskop som avbildar på bildplanet till kameran. Avstånden mellan komponenterna på den optiska tabellen markeras under varje inställning. Röda siffror indikerar att avståndet är avgörande för bild bildningen. Distanserar är i millimetrar. Vänligen klicka här för att se en större version av denna siffra.

Figure 3
Figur 3: Fourierrymdmikroskop och mätningar.
(A) komponenter i fourierrymdmikroskopet. BSchematisk skildring av polariserings tillstånden för det ljus som är inriktat på målet. Incident linjärt (längs x-riktning) polariserat ljus inkräktar på provet som både TE-och TM-polariserade beroende på den del av målet där strålen härstammar. (C) intensitet vid mikroskopet i bakfokalplanet vid λ = 600 Nm vid mätning av DVD-gallerdurk. Den svarta absorptive linjer indikerar SPP resonanser som också syns i figur 4B, C. AOI kan väljas som den blå rektangeln för att mäta respons på TM-polariserat ljus eller rött för TE-polariserat. (D) Schematisk hysteres slinga av ett ferromagnetiskt material som demonstrerar den typiska ickelinjära reaktionen på tillämpade magnetfält. Vänligen klicka här för att se en större version av denna siffra.

Figure 4
Figur 4: mätningar på ett DVD-gallerprov.
(A) SEM Mikrograf av en kommersiell DVD gallerdurkar täckt med AU/Co/au Multilayer. Vinkel löst reflektivitet (B) och Magneto-optisk aktivitets karta (C) på DVD-gallerdurk med periodicitet på 740 nm. Vänligen klicka här för att se en större version av denna siffra.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Discussion

Vi har infört en mätning setup och protokoll för att få vinkel löst Magneto-optiska spektra av optiska kristaller. Särskilt fallet med ferromagnetiska material, som kräver ytterligare dataanalys för att redogöra för den ickelinjära permeabiliteten hos materialet, har lagts ut. Vinkel löst Magneto-Optisk spektroskopi ger en extra fördel jämfört med icke-vinkelformiga lösta metoder att de trånga lägena lättare kan identifieras eftersom de visas som tydligt definierade band i både optiska och Magneto-optiska spektra. Den metod vi visar här kan lätt anpassas till olika typer av fotoniska kristaller och är inte begränsad till ytan plasmon resonanser.

Den vanligaste modifieringen av tekniken skulle vara dess anpassning för att mäta longitudinella och/eller polära Kerr-effekter, som manifesteras som polariseringsrotation snarare än intensitetseffekter. För att mäta polarisation rotation, måste en extra polarisator placeras mellan strålen splitter och samlare linsen för att göra intensiteten upptäcks vid kameran proportionell mot polarisering rotation. Denna polarisator bör placeras på en 45 ° vinkel med polarisering av ljuset incident på provet för att maximera Magneto-optisk signal27.

Vanliga fallgropar i mättekniken inkluderar felaktig montering av provet så att det kan röra sig när ett magnetfält appliceras. Detta kan förvärras genom att använda magnetisk metall såsom järn i provhållaren. Även små mängder av magnetiska metaller som små skruvar kan resultera i rörelser som maskerar Magneto-optisk effekt helt och hållet. Ett rörligt provresultat typiskt i en "Banana-like" felaktig hysteres loop. Därför måste ordentlig vård tas för att montera provet och se till att det sitter ordentligt på plats före mätningarna. För att bekräfta korrekt montering av provet rekommenderas att man mäter hysteresislingorna med hjälp av en våglängd/vinkel kombination som är känd för att resultera i bra signal och för att bekräfta att dess form är som förväntat och att alla artefakter från prov förflyttning eller andra avvikelser inte förekommer.

Eftersom mätningen av hysteres-slingan kräver looping över ett område av tillämpat magnetfält tar mätningen tid. Om intensiteten i källan inte är stabil över tiden, bör magnetfältet loopas snabbt för att undvika att strömavdriften påverkar de uppmätta hysteres slingorna. Typiskt, källa effektnivåer glida långsammare än en hysteres slinga kan mätas, vilket gör det möjligt att mäta TMOKE kontrasten även under dessa förhållanden. Om signalen är bullrig och mer genomsnitt behövs, kan medelvärdet realiseras genom att öka antalet slingor mätt snarare än antalet bildrutor vid varje magnetfält punkt.

Denna teknik bygger på att använda magnetfältet på plats. Medan ferromagnetiska material upprätthåller vanligtvis sitt magnetiseringstillstånd i avsaknad av tillämpad magnetfält, på grund av den lilla storleken av Magneto-optiska effekter, ta bort provet för att manipulera magnetiseringen leder till misslyckande på grund av svårighet att återinsätta provet i exakt samma position som det var innan magnetiseringsåterföring.

Den metod som vi har presenterat här förlitar sig på känslig detekteringsutrustning och stabila ljuskällor. I standard Magneto-optisk Kerr-spektrometri i längsgående eller polär Kerr-konfiguration används ofta en fotoelastisk modulator för att förbättra signal-brus-förhållandet och för att separera rotations-och ellipticitykomponenterna från varandra27,28. Modulerings frekvensen för en fotoelastisk modulator är dock typiskt mer än 50 kHz vilket gör det mycket svårt att använda med ett Mikroskop kamera. Därför, för att få bästa möjliga signal-brus-förhållande för ett Fourierrymdmagneto-optiskt mikroskop, är det nödvändigt att investera i kameror och ljuskällor med god stabilitet.

I longitudinella och Polar Magneto-optiska mätningar reduceras intensiteten av ljus incidenten på kameran kraftigt på grund av den korsade polarisatorn som placerats före den, vilket ställer ytterligare krav på den kamerautrustning som behövs för att detektera den mycket svagare Signal.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Disclosures

Författarna har inget att avslöja.

Acknowledgments

Vi erkänner ekonomiskt stöd från den spanska Ministerio de Economía y Competitividad genom projekt MAT2017-85232-R (AEI/FEDER, UE), Severo, Ochoa (SEV-2015-0496) och av Generalitat de Catalunya (2017, SGR 1377), genom CNPq – Brasilien, och av Europeiska kommissionen (Marie Skłodowska-Curie om BETONINGEN-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

DOWNLOAD MATERIALS LIST

References

  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).

Tags

Teknik fotoniska kristaller Magneto-optik plasmonics tillbaka fokalplan mätning spektroskopi magnetoplasmonics
Spektrala och vinkel-lösta Magneto-optisk karakterisering av fotoniska nanostrukturer
Play Video
PDF DOI DOWNLOAD MATERIALS LIST

Cite this Article

Kataja, M., Cichelero, R., Herranz,More

Kataja, M., Cichelero, R., Herranz, G. Spectral and Angle-Resolved Magneto-Optical Characterization of Photonic Nanostructures. J. Vis. Exp. (153), e60094, doi:10.3791/60094 (2019).

Less
Copy Citation Download Citation Reprints and Permissions
View Video

Get cutting-edge science videos from JoVE sent straight to your inbox every month.

Waiting X
Simple Hit Counter