Spektral og vinkel-løst Magneto-optisk karakterisering af fotoniske nanostrukturer

Engineering

Your institution must subscribe to JoVE's Engineering section to access this content.

Fill out the form below to receive a free trial or learn more about access:

 

Summary

Fotonisk bånd struktur gør det muligt at forstå, hvordan begrænsede elektromagnetiske tilstande spredes i en fotonisk krystal. I fotoniske krystaller, der inkorporerer magnetiske elementer, er sådanne afgrænsede og resonante optiske tilstande ledsaget af forbedret og modificeret Magneto-optisk aktivitet. Vi beskriver en måleprocedure for at udtrække Magneto-optisk bånd struktur ved Fourier Space mikroskopi.

Cite this Article

Copy Citation | Download Citations | Reprints and Permissions

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).

Please note that all translations are automatically generated.

Click here for the english version. For other languages click here.

Abstract

Fotoniske krystaller er periodiske nanostrukturer, der kan understøtte en række begrænsede elektromagnetiske tilstande. Sådanne begrænsede tilstande ledsages normalt af lokal forbedring af elektrisk felt intensitet, der styrker lette interaktioner, hvilket muliggør applikationer såsom overflade forstærket Raman spredning (SERS) og overflade Plasmon forbedret sensing. I nærværelse af Magneto-optisk aktive materialer, den lokale felt forbedring giver anledning til anomoux Magneto-optisk aktivitet. Typisk, de begrænsede tilstande af en given fotonisk krystal afhænger stærkt på bølgelængde og incidens vinkel af hændelsen elektromagnetisk stråling. Således er spektral og kantede-løst målinger er nødvendige for fuldt ud at identificere dem, samt at etablere deres forhold til Magneto-optisk aktivitet af krystal. I denne artikel beskriver vi, hvordan man bruger en Fourier-plane (tilbage brændflade) mikroskop til at karakterisere Magneto-optisk aktive prøver. Som model system bruger vi her en plasmonisk rist, der er bygget af Magneto-optisk aktiv AU/Co/AU-Multilayer. I forsøgene anvender vi et magnetfelt på rist in situ og måler dets gensidige rumrespons, opnåelse af Magneto-optisk respons af risten over en række bølgelængder og hændelses vinkler. Disse oplysninger gør det muligt for os at bygge et komplet kort over den plasmoniske bånd struktur af risten og vinklen og bølgelængde afhængige Magneto-optisk aktivitet. Disse to billeder giver os mulighed for at lokalisere den effekt, som Plasmon resonanser har på Magneto-optisk respons af rist. Den relativt lille størrelse af Magneto-optiske effekter kræver en omhyggelig behandling af de erhvervede optiske signaler. Til dette formål er der opstillet en billedbehandlings protokol for opnåelse af Magneto-optisk respons fra de erhvervede rådata.

Introduction

Begrænset elektromagnetiske tilstande i fotoniske krystaller kan opstå fra en række forskellige oprindelser, såsom Plasmon resonanser omkring metal/dielektriske grænseflader eller Mie resonanser i høj brydningsindeks dielektriske nanostrukturer1,2,3, og kan designes til at blive vist på specifikt definerede frekvenser4,5. Deres tilstedeværelse giver anledning til mange fascinerende fænomener som fotoniske bånd huller6,7,8, stærk foton lokalisering9, langsom lys10 og Dirac kegler11. Fourier plane mikroskopi og spektroskopi er grundlæggende værktøjer til karakterisering af fotoniske nanostrukturer, da de gør det muligt at opfange mange væsentlige egenskaber af begrænsede tilstande, der opstår i dem. I Fourier Space mikroskopi, i modsætning til konventionelle Real plane Imaging, oplysningerne præsenteres som funktion af kantede koordinater12,13. Det er alternativt kendt som back fokale plane (BFP) billeddannelse, da den kantede nedbrydning af lyset, der udgår fra prøven, registreres fra mikroskopets bageste brændplan. Det vinkel spektrum, dvs., det fjerne felt emissionsmønster af prøven er relateret til momentum af lys stammer fra det (ħk). Især repræsenterer det sin in-plane momentum (kx, ky) fordeling14.

I Magneto-optisk aktive prøver, tilstedeværelsen af indesluttet fotoniske excitationer har vist sig at resultere i betydelig forbedring af Magneto-optiske respons15,16,17,18,19. Magneto-optiske effekter afhænger af den gensidige geometri af magnetfeltet og hændelsen elektromagnetisk stråling. Mest almindeligt forekommende Magneto-optiske geometrier for lineært polariseret lys og deres nomenklatur er afbildet i figur 1. Her viser vi en opsætning, der kan bruges til at udforske to Magneto-optiske effekter, der observeres i refleksion: tværgående og longitudinel Magneto-optisk Kerr effekter, forkortet, henholdsvis som TMOKE og LMOKE. TMOKE er en intensitet effekt, hvor reflectivities af de modsatrettede magnetiserings tilstande er forskellige, mens LMOKE manifesterer sig som en rotation af reflekteret lys polariserings akse. Virkningerne er kendetegnet ved retningen af magnetiseringen med hensyn til lyset incidens, hvor for LMOKE, magnetisering er orienteret parallelt med i plane komponent af bølge vektor af lyset, mens for TMOKE det er tværgående til det. For normalt hændelseslys er begge in-plane komponenter af lysets momentum null (kx = ky = 0), og derfor er begge effekter nul. Konfigurationer, hvor begge effekter er til stede, kan let undfanges. Men for at forenkle dataanalysen begrænser vi os i denne demonstration til situationer, hvor kun én af virkningerne er til stede, nemlig TMOKE.

Flere optiske konfigurationer kan bruges til at måle den kantede fordeling af lys, der udsendes fra magnetoftoniske krystaller. For eksempel, i Kalish et al.20 og borovkova et al.21, en sådan opsætning blev med held anvendt i transmission geometri til at afsløre Plasmon indflydelse på Magneto-optiske fænomener. Som en illustration, i Kurvits et al.22, nogle mulige konfigurationer præsenteres for et mikroskop, der bruger en infinity korrigeret objektiv linse. I vores konfiguration, afbildet i figur 2A, bruger vi en uendelig korrigeret linse, hvor lyset fra et givet punkt i prøven er instrueret af objektivlinsen i kollineære bjælker. I figur 2A, er bjælker, der dukker op fra toppen (stiplede linjer) og bunden (massive linjer) af prøven skematisk afbildet. Derefter bruges en opsamlings linse til at koncentrere disse bjælker for at danne et billede på billedplanet (IP). En anden linse, også kendt som Bertrand linse, placeres derefter efter billedet flyet til at adskille det indkommende lys på sit brændfly i kantede komponenter, afbildet i figur 2A i rød, blå og sort. Fra dette bageste brændfly kan den kantede fordeling af det lys, der udsendes af prøven, måles med et kamera. Effektivt, Bertrand linsen udfører en Fourier transformation på lysstrålen ankommer til det. Fordelingen af rumlige intensitet ved BFP svarer til den kantede fordeling af hændelsen stråling. Der kan etableres en fuldstændig gensidig rumrefleksions oversigt over prøven ved at belyse prøven med samme mål, som anvendes til at indsamle prøvens respons. De indkommende og udgående bjælker adskilles ved hjælp af en stråle splitter. Den komplette opsætning er afbildet i figur 3A. For at opnå et spektrum er der behov for en tunbar lyskilde eller en mono kromator. Målingen kan derefter gentages over forskellige bølgelængder, idet der erindres om, at på grund af spektret af standard lyskilder, skal resultaterne normaliseres til reflektivitet af en kontrolprøve. Til dette formål kan man bruge et spejl eller en del af prøven, der har været målrettet efterladt uden mønstrede for at give mulighed for en høj reflektivitet. For at hjælpe med positionering, viser vi hvordan man integrerer opsætningen med et ekstra optisk system, der muliggør real-Space billeddannelse af prøven, vist i figur 2B.

Vi går nu over til at fastlægge en metode til måling af det vinkel løse Magneto-optiske spektrum af en fotonisk krystal, der anvendes som en repræsentativ prøve, en DVD rist dækket med en AU/Co/AU film, hvor tilstedeværelsen af ferromagnetisk cobalt giver anledning til betydelig Magneto-optisk aktivitet23. Den periodiske korrumning af DVD-risling muliggør overflade Plasmon polariton (SPP) resonanser ved forskellige bølgelængde-vinkel kombinationer, der er givet ved
Equation 1
hvor n er brydningsindekset for det omgivende miljø, k0 den bølge vektor af lys i fri plads, ε0 incidens vinkel, d hyppigheden af rist og m er et heltal, der angiver rækkefølgen af spp. SPP bølge vektoren er givet ved Equation 2 , hvor ε1 og ε2 er de permitteter af metalliske lag og det omgivende dielektriske miljø. På grund af tykkelsen af guld/cobalt flerlagsfilm, kan vi antage, at spps er kun spændt på toppen af den flerlagsfilm.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Protocol

1. montering af opsætningen

  1. Optik
    Bemærk: Byg opsætningen som afbildet i figur 3A på et optisk bord med tilstrækkelig vibrationsisolering. For at undgå sfæriske og andre aberrationer, centrere alle de optiske komponenter (linser, pinholes osv.) med hensyn til strålen. Det optiske arrangement er vist i figur 2 med afstanden mellem de angivne komponenter.
    1. Du kan styre lyset fra den hvide lyskilde til en mono kromator for at opnå en monokromatisk lysstråle. Se tabellen over materialer for detaljer om opsætningen, der bruges i dette arbejde. Sæt monochromatoren til en bølgelængde, der har en god intensitet og synlighed, fx 550 nm. En bølgelængde fra den synlige del af spektret gør det lettere at placere de optiske elementer.
    2. Ved hjælp af en koblings linse, par lyset til en fiber og collimate det med et mål på fiber opsigelse. Afhængigt af den anvendte lyskilde kan dette trin udelades.
    3. Placer en polarisator 250 mm fra kollimating linsen til lineært polariserer strålen og Placer en stråle splitter 100 mm fra polarisator til at vejlede lyset til mikroskopet objektiv objektiv.
      Bemærk: på grund af den kollimerede stråle, påvirker de angivne positioner af ovennævnte komponenter ikke optikken af måle opsætningen og gives kun for vejledning.
    4. Prøven placeres på prøveholderen, som er udstyret med en x-y-z-oversættelses fase, og en rotations fase, der muliggør en 360-graders prøve rotation omkring z-aksen, dvs.
    5. Monter objektivlinsen på en oversættelses fase, der muliggør bevægelse i tre retninger. Den mest afgørende af disse er den z-akse, der er nødvendig for at fokusere på prøven.
      Bemærk: det nødvendige udstyr til prøveoversættelse afhænger af de anvendte prøver. Store, homogene prøver kan placeres manuelt, mens prøver med lille nyttigt område vil kræve mere omhyggelig positionering, især når du bruger et pinhole til at begrænse det afbildet område (trin 1.1.7.). Den optik af strålen, der dukker op fra prøven, er skematisk afbildet i figur 2. Den Uendeligheds korrigerede objektiv linse dirigerer bølge fronter, som dukker op fra hvert punkt af prøven til kollineære bjælker.
    6. Placer en samler linse med f = 200 mm (tube linse), 330 mm fra målet at re-fokusere bjælkerne til at danne et billede på billedet flyet. På grund af den kollineære formering af det lys, der udgår fra prøven, kan opsamler linsen placeres i alle afstande fra objektivlinsen.
      Bemærk: som før er det lys, der dukker op fra objektivlinsen, blevet kollimeret. Dog bør røret linsen placeres efter stråle splitter.
    7. Placer et hul i billedplanet på 200 mm fra opsamlings linsen for at begrænse den afbildede region til det mønstrede område. Placer pinhullet i midten af strålen. Hvis du bruger et pinhul, skal du bruge prøvens virkelige plads billede til at placere det. For prøver, hvor det mønstrede område er større end det område, der belyses af lysstrålen, er dette ikke nødvendigt.
    8. Placer en anden linse med f = 75 mm (Bertrand linse), 120 mm efter billedplanet for at skabe en Fourier transformation af de kantede komponenter i billedet. Transformationen er skabt i fokus i den anden linse og afbildet med en videnskabelig scmos kamera, som er placeret 75 mm fra Bertrand linsen.
    9. For LMOKE-målinger skal du indsætte en ekstra polarisator med en vinkel med hensyn til den første polarisator mellem stråle splitter og opsamler linse.
  2. Magnet
    1. Tilslut magneten til en strømforsyning og Monter den, så magnetfeltet kan påføres på prøven. Vælg, om magnetfeltet anvendes i langsgående, tværgående eller polær retning (figur 1).
  3. Forberedelse af prøver
    1. Mekanisk demontere en kommerciel DVD-disk; efterfølgende kan den udsatte riste flade let identificeres på grund af dens diffraktive Proprier. Brug en tape til at skrælle de tidligere belægninger. Rengør overfladen, sug den i ethanol i 10 minutter. Risten er nu klar til at modtage en magneto-plasmonisk belægning.
      Bemærk: forskellige kommercielle optiske diske som Blu-ray og cd'er, kan have brug for en anden forberedelses protokol.
    2. Indbetal metal filmen på den udsatte rist ved elektronstråle fordampning. For at sikre lav ruhed, brug fordampnings hastigheder mindre end 5 Å/s.
    3. Begyndende med en 4 nm CR klæbende lag, deponere vekslende guld og kobolt lag, efter behandling med et guld capping lag for at sikre beskyttelse mod oxidation.
      Bemærk: vi brugte følgende antal lag og tykkelser: CR (4 nm)/AU (16 nm)/[Co (14 nm)/AU (16 nm)] × 4/Co (14 nm)/AU (7 nm).
    4. Udfør optisk eller elektronmikroskopi (figur 4A) for at kontrollere prøve overflade forholdene, i tilfælde af homogenitet og lave defekter Fortsæt med målingen.

2. målemetode

  1. Prøve placering
    Bemærk: som en illustrativ prøve vil vi måle en DVD rist dækket med magnetoplasmonic AU/Co/AU film. På grund af den periodiske bølgelængde af ristningen, kan SPPs være spændt på visse vinkler af forekomsten baseret på bølge fronten bølgelængde.
    1. Monter prøven på prøveholderen ved hjælp af en lille dråbe sølv maling. Lad sølv maling tørre i 10 min.
    2. Indsæt et spejlvendt spejl efter billedplanet for at aktivere den rigtige rumdannelse af prøven. Indsæt et objektiv L1 med f = 125 mm, så billedplanet er i fokus, og Placer L2 med f = 250 mm ved 135 mm afstand fra L1.
    3. Placer endelig et CCD-kamera (Charge-koblet Device) 210 mm fra L2 for at tage et forstørret billede af billedplanet. Flyt linser L1 og L2 indtil hullet placeret i billedplanet i god fokus på CCD-kameraet.
    4. Flyt objektivlinsen mod prøven, indtil prøven er i god fokus i CCD-kameraet.
  2. Måling af optisk reflektivitet
    1. Brug det virkelige rumbillede af prøven til at placere lysplets over en reflekterende (ikke mønstrede) del af prøven. Vend flip spejl for at se BFP af mikroskopet.
      Bemærk: her, for DVD-rist vi bruger den kontinuerlige metalliske film på kanten af DVD-disk.
    2. Vælg det område af tilbage brændplanet, der svarer til den ønskede polariserings tilstand. Forholdet mellem polarisering og position i tilbage brændplanet er vist i figur 3B. Vælg et område af interesse (AOI) som en rektangulær tværsnit af målet tilbage fokal plan (blå rektangel i figur 3C) langs aksen, der svarer til TM-polarisering.
      Bemærk: i den instrumenterings software, der anvendes i dette manuskript, opnås dette ved at vælge AOI ved hjælp af markør selektorerne. Softwaren beregner derefter gennemsnittet af intensiteterne langs rektanglets korte dimension og behandler det resulterende spektrum som en 1D-matrix af data, hvor hvert datapunkt svarer til en anden emissions vinkel for prøven. I plasmoniske riller, kun TM-polariseret lys, dvs, EM stråling med elektrisk felt vinkelret på ristende rillerne, kan begejstre Plasmon resonanser. Afhængigt af den rigende orientering er det derfor nødvendigt at vælge den korrekte polariserings tilstand ved enten at vælge en lodret eller vandret skive af BFP.
    3. Mål spektret af lyskilden ved at klikke på mål normaliserings spektrum, som vil blive brugt senere til at normalisere de målte refleksions data. Da hver bølgelængde giver et 1D-sæt datapunkter, gemmes lyskildens fulde spektrum som en 2D-tensor, hvor hvert datapunkt repræsenterer en kombination af bølgelængde og vinkel.
    4. Brug igen den virkelige rum billede af prøven, placere lyskilden over den fotoniske krystal af interesse. Når du skifter tilbage til BFP, skal du sikre dig, at Plasmon-tilstandene er synlige som mørke streger, der krydser tilbage brændplanet. Linjerne flyttes, når bølgelængden på hændelses lampen ændres.
    5. Brug de samme AOI-og Målingsindstillinger (dvs. eksponeringstider, antal gennemsnit) til at måle refleksions spektret af det fotoniske krystal ved at klikke på mål refleksions spektrum.
    6. For at højde for den spektral variation i lyskildens intensitet, normalisere de opnåede spektrum af spektret af lyskilden. Dette vil give en 2D vifte af tal fra 0 til 1, hvor 1 svarer til fuldt reflekterende og 0 til fuldt absorptions betingelser.
  3. Magneto-optisk måling
    1. Start Magneto-optisk måling ved at måle en hysterese løkke ved hjælp af en vinkel og bølgelængde, der vides at svare til en god Magneto-optisk respons, normalt disse betingelser kan findes tæt på SPP excitationer. For at gøre det, skal du vælge en lille AOI nær SPP excitationer og måle en enkelt løkke.
      Bemærk: den dataanalyse, der er nødvendig for at kvantificere Magneto-optisk aktivitet, afhænger af den type magnetisme, som prøven udviser. Her antager vi en ferromagnetisk respons og behandler resultaterne i overensstemmelse hermed. Dia-eller paramagnetisk respons er i det væsentlige lineær til anvendt magnetfelt og kan kvantificeres som ændring i optiske egenskaber pr. anvendt magnetisk felt enhed. Ferromagnetiske materialer udviser en ikke-lineær Permittivitet, der kræver yderligere overvejelse, når der defineres Magneto-optisk respons (Se figur 3D). TMOKE defineres som ændring i reflekteret intensitet som funktion af anvendt magnetfelt, dvs. Equation 2 , hvor i (M) er den intensitet, der afspejles af prøven ved Magnetiserings tilstand M.
    2. Ved hjælp af hysteresesløjfen, målt i 2.3.1., vælges det område af magnetfelter, som skal loop. For ferromagnetiske prøver, loop markerne fra en fuldt mættet tilstand til en positiøst mættet tilstand, udvide området komfortabelt over mætnings feltet. Senere skal du bruge punkterne målt i mættet tilstand til at analysere og fjerne eventuelle dia-eller Paramagnetiske bidrag, der kan verificeres ved deres lineære bidrag.
    3. Endelig måles intensiteten afspejlet af prøven ved hvert magnetisk felt punkt defineret, gentagelse over flere sløjfer, hvis det ønskes. Hver bølgelængde og magnetiserings punkt giver en enkelt 1D-matrix af numeriske data (dvs. målt lysintensitet), hvor hvert punkt i matrixen svarer til en bestemt vinkel.

3. data analyse

  1. Ved hjælp af hysteresesløjfen i prøven, målt i trin 2.3.1, tildeles hver ramme målt ved trin 2.3.3. til en af de mættede stater eller til den mellemliggende stat (figur 3C).
  2. De mellemliggende rammer kasseres Equation 2 , og den Magneto-optiske aktivitet beregnes ud fra de målte intensiteter, når operationerne udføres separat for hvert datapunkt med vinkel og bølgelængde.
    Bemærk: da TMOKE udtrykkes som en relativ intensitets ændring, behøver resultaterne ikke at blive normaliseret til lampe spektret.
  3. Hvis prøven præsenterer store Paramagnetiske (eller sjældnere, diamagnetiske) aktiviteter, der skal trækkes til en pålidelig sammenligning mellem de mættede magnetiske tilstande, trække det lineære bidrag fra para-eller diamagnetisk aktivitet ved at montere en linje (igen, pixelwise separat for hver vinkel og bølgelængde punkt) på de punkter, målt ved mætning og fjerne den lineære bidrag.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Representative Results

Figur 4a viser et scannings elektronmikroskop (SEM) Mikrograf af en kommerciel DVD rist dækket med AU/Co/AU flerlags, der blev brugt en demonstration prøve i vores eksperimenter. Dets optiske og Magneto-optiske spektre er vist i henholdsvis figur 4B, C . Nærmere oplysninger om prøve fabrikation præsenteres andetsteds23. Sorte linjer i figur 4A, B viser Plasmon dispersions relationerne beregnet ud fra ligning 1. AU/Co/AU-fler lagets Permittivitet tages fra supplerende datafil 1 i Cichelero et al.24 , hvor en tilsvarende flerlags måling blev målt ved hjælp af spektroskopisk ellipsometri. Hyppigheden af rist ingen antages at være 740 nm. De beregnede dispersions linjer svarer til en iøjnefaldende dukkert i reflektivitet i figur 4a , der skyldes, at hændelsen stråling omdannes til spps og spredes via ohmic dæmpning.

Forholdet mellem pixel positionerne i det bageste brændpunkt (figur 3C) og emissions vinklen kan fastslås på følgende måde: den maksimale vinkel, hvor målet kan acceptere lys, er givet ved formel og afhænger af den numeriske blænde na = 0,8 og brydningsindekset for det omgivende medium (Air, n = 1). Dette er den vinkel, der svarer til ekstremerne i det oplyste område af Fourier flyet. De pixels mellem dem kan tildeles et tal i en lineær måde fra-na til +na , der afspejler den numeriske blænde på deres position og deres tilsvarende vinkel er derefter givet ved den inverse sinus af dette tal (divideret med n om nødvendigt).

Figur 4C skildrer Magneto-optisk spektrum af plasmonisk rist. Her er Plasmon-linjerne ledsaget af en stigning i Magneto-optisk aktivitet, der brat vender tilbage ved SPP. Den linje form kan forklares ved det faktum, at magnetiseringen lidt ændrer SPP excitation betingelser, hvilket resulterer i to forskellige SPP'er for modsatte magnetiserings tilstande. Når reflektiviteterne i de to svagt fordrevne stater trækkes fra hinanden, opnås en karakteristisk derivat linje form15,16,17. Den Plasmon linjebredder af Plasmon resonanser samt den resulterende Magneto-optisk spektre afhænger stærkt af de materielle parametre af metal flerlags25,26.

Vi bemærker, at på grund af geometrien af rist, den magnetiske let akse er orienteret langs rigrating selv og meget store magnetiske felter er nødvendige for at mætte det ud af dette fly, af denne grund LMOKE målinger er ikke muligt med denne særlige prøve.

Figure 1
Figur 1: forskellige geometrier, hvor Magneto-optiske effekter kan observeres.
Polar (A), langsgående (B) og tværgående (C) Magneto-optisk Kerr-effekter observeres i refleksion, mens Faraday (D) og Voigt (E) virkninger opstår ved transmission gennem magnetiseret medium. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 2
Figur 2: optisk opsætning.
(A) skematisk skildring af let formering i Fourier plane mikroskopiske setup. De distinkte kantede komponenter (afbildet med røde, sorte og blå stråler) er rumligt adskilte på det bageste brændfly. (B) skematisk skildring af lysets udbredelse i det virkelige rum mikroskop. Linser L1 og L2 danner et teleskop, der billeder på billedplanet til kameraet. Afstanden mellem komponenterne på den optiske tabel er fremhævet under hver opsætning. Røde tal indikerer, at afstanden er kritisk for billeddannelse. Afstanden er i millimeter. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 3
Figur 3: Fourier Space mikroskop og målinger.
A) komponenter i mikroskop af Fourier-rummet. (B) skematisk skildring af polariserings tilstande af lyset fokuseret af målet. Hændelse lineært (langs x-retning) polariseret lys indvirker på prøven som både TE-og TM-polariseret afhængigt af den del af målet, hvor strålet stammer. C) intensiteten i mikroskopets bageste brændvidde ved λ = 600 nm ved måling af DVD-rist. De sorte absorptionslinjer indikerer SPP-resonanser, der også er synlige i figur 4B, C. AOI kan vælges som det blå rektangel for at måle respons på TM-polariseret lys eller rød for TE-polariseret. D) skematisk hystereseløkke af et ferromagnetisk materiale, der viser den typiske ikke-lineære respons på anvendte magnetfelter. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 4
Figur 4: målinger på en DVD-rist prøve.
(A) SEM Mikrograf af en kommerciel DVD rist dækket med AU/Co/AU Multilayer. Vinkel løst reflektivitet (B) og Magneto-optisk aktivitetskort (C) på DVD-risten med hyppighed på 740 nm. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Discussion

Vi har indført en måling setup og protokol for at opnå kantede løst Magneto-optiske spektre af optiske krystaller. Især er tilfældet med ferromagnetiske materialer, der kræver yderligere dataanalyse for at gøre opmærksom på den ikke-lineære permeabilitet af materialet, blevet lagt ud. Kantede løst Magneto-optisk spektroskopi præsenterer en yderligere fordel i forhold til ikke-kantede løste metoder, at de indelukkede tilstande kan lettere identificeres, da de vises som klart definerede bands i både optisk og Magneto-optisk spektre. Den fremgangsmåde, vi viser her, kan let tilpasses forskellige former for fotoniske krystaller og er ikke begrænset til overflade Plasmon resonanser.

Mest almindelige modifikation til teknikken ville være dens tilpasning til at måle langsgående og/eller Polar Kerr effekter, der manifesterer sig som polarisering rotation snarere end intensitet effekter. For at måle polariserings rotation skal der placeres en ekstra polarisator mellem stråle splitter og opsamler linse for at gøre intensiteten detekteret ved kameraet proportional med polariserings rotation. Denne polarisator skal placeres i en 45 ° vinkel med polariseringen af lyset hændelsen på prøven for at maksimere Magneto-optisk signal27.

Almindeligt faldgruber i måleteknikken omfatter ukorrekt montering af prøven, så den kan bevæge sig, når der påføres et magnetfelt. Dette kan forværres ved anvendelse af magnetisk metal såsom jern i prøveholderen. Selv små mængder af magnetiske metaller såsom små skruer kan resultere i bevægelser, der maskerer Magneto-optisk effekt helt. En levende prøveresultater typisk i en "banan-lignende" forkert hysterese løkke. Derfor skal der tages ordentlig pleje ved montering af prøven og sikre, at den er solidt på plads inden målingerne. For at bekræfte korrekt montering af prøven, anbefales det at måle hysterese sløjfer ved hjælp af en bølgelængde/vinkel kombination, der er kendt for at resultere i godt signal og for at bekræfte, at dens form er som forventet, og at eventuelle artefakter fra prøve bevægelse eller andre afvigelser ikke er til stede.

Da målingen af hysteresesløjfen kræver looping over en række anvendte magnetfelter, tager målingen noget tid. Hvis kilde intensiteten ikke er stabil over tid, skal magnetfeltet hurtigt løses for at undgå strøm afdrift, der påvirker de målte hysterese-sløjfer. Normalt glider effektniveauerne langsommere end en hysterese loop kan måles, hvilket gør det muligt at måle tmoke kontrast selv under disse betingelser. Hvis signalet er støjende og mere gennemsnit er nødvendig, kan gennemsnittet realiseres ved at øge antallet af sløjfer målt i stedet for antallet af rammer ved hvert magnetfelt punkt.

Denne teknik er afhængig af at anvende magnetfeltet in situ. Mens ferromagnetiske materialer normalt opretholder deres magnetiserings tilstand i fravær af anvendte magnetfelter, på grund af den lille størrelse af Magneto-optiske effekter, fjernelse af prøven til manipulation af magnetiseringen resulterer i fiasko på grund af svært ved at re-indsætte prøven i nøjagtig samme position som det var før magnetisering tilbageførsel.

Den metode, vi har præsenteret her, er afhængig af følsomt detekteringsudstyr og stabile lyskilder. I standard Magneto-optisk Kerr SPEKTROMETRI i langsgående eller Polar Kerr konfiguration, en foto elastisk modulator bruges ofte til at forbedre signal-til-støj-forhold og til at adskille rotation og ellipticitet komponenter fra hinanden27,28. Modulations frekvensen for en foto elastisk modulator er typisk mere end 50 kHz, hvilket gør det meget vanskeligt at bruge med et mikroskop kamera. Derfor er det nødvendigt at investere i kameraer og lyskilder med god stabilitet for at opnå det bedst mulige signal-støj-forhold for en Fourier Space Magneto-optisk mikroskop.

I langsgående og polære Magneto-optiske målinger reduceres intensiteten af lyshændelsen på kameraet kraftigt på grund af den krydsede polarisator, der er placeret foran den, hvilket stiller yderligere krav til det kamera udstyr, der er nødvendigt for at detektere de meget svagere Signal.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Disclosures

Forfatterne har intet at afsløre.

Acknowledgments

Vi anerkender den spanske Ministerio de Economía y Competitividads finansielle støtte gennem projekter MAT2017-85232-R (AEI/FEDER, UE), Severo, Ochoa (SEV-2015-0496) og Generalitat de Catalunya (2017, SGR 1377), af CNPq – Brasilien, og af den Europæiske Kommission (Marie Skłodowska-Curie, hvis fremhævelse-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).

Comments

0 Comments


    Post a Question / Comment / Request

    You must be signed in to post a comment. Please or create an account.

    Usage Statistics