Caracterización espectral y magneto-óptica resuelta en ángulo de nanoestructuras fotónicas

Los modos electromagnéticos confinados en cristales fotónicos pueden surgir de una variedad de orígenes diferentes, tales como resonancias plasmón alrededor de interfaces metálicas/dieléctricas o resonancias Mie en nanoestructuras dieléctricas de alto índice de refracción^1,2,3, y pueden ser diseñados para aparecer en frecuencias definidas específicamente^4,5. Su presencia da lugar a muchos fenómenos fascinantes como las brechas de banda fotónica^6,7,8, fuerte localización de fotones⁹, luz lenta¹⁰ y conos Dirac^11. La microscopía de plano y la espectroscopia de Fourier son herramientas básicas para la caracterización de nanoestructuras fotónicas, ya que permiten capturar muchas propiedades esenciales de los modos confinados que se producen en ellas. En la microscopía espacial Fourier, a diferencia de las imágenes planas reales convencionales, la información se presenta como la función de las coordenadas angulares^12,13. Alternativamente se conoce como imagen del plano focal posterior (BFP), ya que la descomposición angular de la luz que emana de la muestra se registra desde el plano focal posterior del objetivo del microscopio. El espectro angular, es decir, el patrón de emisión de campo lejano de la muestra está relacionado con el impulso de la luz que emana de ella (ak). En particular, representa su distribución de impulso en plano (k_x,k_y)¹⁴.

En muestras magnetoópticamente activas, se ha demostrado que la presencia de excitaciones fotónicas confinadas da como resultado una mejora considerable de la respuesta magneto-óptica^{15,16,17,18,19}. Los efectos magnetoópticos dependen de la geometría mutua del campo magnético y de la radiación electromagnética incidente. Las geometrías magneto-ópticas más comúnmente encontradas para la luz polarizada linealmente y su nomenclatura se representan en la Figura 1. Aquí, demostramos una configuración que se puede utilizar para explorar dos efectos magneto-ópticos que se observan en la reflexión: efectos de Kerr magnetoópticos transversales y longitudinales, abreviados, respectivamente, como TMOKE y LMOKE. TMOKE es un efecto de intensidad, donde las reflectividades de los estados de magnetización opuestos son diferentes, mientras que LMOKE se manifiesta como una rotación del eje de polarización de luz reflejada. Los efectos se distinguen por la orientación de la magnetización con respecto a la incidencia de luz, donde para LMOKE, la magnetización se orienta paralela al componente plano del vector de onda de la luz mientras que para TMOKE es transversal a ella. Para la luz normalmente incidente, ambos componentes en el plano del impulso de la luz son nulos (k_x x k_y 0) y, en consecuencia, ambos efectos son cero. Las configuraciones en las que ambos efectos están presentes se pueden concebir fácilmente. Sin embargo, para simplificar el análisis de datos, en esta demostración nos limitamos a situaciones en las que sólo uno de los efectos está presente, a saber, TMOKE.

Se pueden utilizar varias configuraciones ópticas para medir la distribución angular de la luz emitida por los cristales magnetofotónicos. Por ejemplo, en Kalish et al.²⁰ y Borovkova et al.²¹, tal configuración se utilizó con éxito en la geometría de transmisión para revelar la influencia del plasmón en los fenómenos magneto-ópticos. A modo de ilustración, en Kurvits et al.²², se presentan algunas configuraciones posibles para un microscopio que utiliza una lente objetivo corregida infinitamente. En nuestra configuración, representada en la Figura 2A,utilizamos una lente corregida infinita donde la luz procedente de un punto dado de la muestra es dirigida por la lente objetivo en haces colineales. En la Figura 2A, las vigas que emergen de la parte superior (líneas discontinuas) y la parte inferior (líneas sólidas) de la muestra se representan esquemáticamente. A continuación, se utiliza una lente de recogida para reenfocar estos haces para formar una imagen en el plano de imagen (IP). Una segunda lente, también conocida como lente Bertrand, se coloca después del plano de imagen para separar la luz entrante en su plano focal en componentes angulares, representados en la Figura 2A en rojo, azul y negro. Desde este plano focal posterior, la distribución angular de la luz emitida por la muestra se puede medir con una cámara. Efectivamente, la lente Bertrand realiza una transformación de Fourier en el haz de luz que llega a él. La distribución de intensidad espacial en el BFP corresponde a la distribución angular de la radiación incidente. Se puede establecer un mapa completo de reflectancia espacial recíproca de la muestra iluminando la muestra con el mismo objetivo que se utiliza para recoger la respuesta de la muestra. Las vigas de entrada y salida se separan mediante un divisor de vigas. La configuración completa se representa en la figura 3A. Para obtener un espectro, se necesita una fuente de luz ajustable o un monocromático. La medición se puede repetir a través de diferentes longitudes de onda, teniendo en cuenta que debido al espectro de fuentes de luz estándar, los resultados deben normalizarse a la reflectividad de una muestra de control. Para este propósito, se puede utilizar un espejo o una parte de la muestra que se ha dejado sin patrones a propósito para permitir una alta reflectividad. Para ayudar en el posicionamiento, mostramos cómo integrar la configuración con un sistema óptico adicional que permite la creación de imágenes en el espacio real de la muestra, que se muestra en la Figura 2B.

Procedemos ahora a establecer un método para medir el espectro magneto-óptico resuelto angular de un cristal fotónico, utilizando como muestra representativa, una rejilla de DVD cubierta con una película Au/Co/Au donde la presencia de cobalto ferromagnético da lugar a una considerable actividad magneto-óptica²³. La ondulación periódica de la rejilla de DVD permite resonancias de polaritón plasmónico de superficie (SPP) en combinaciones de longitud de onda y ángulo distintas que son dadas por

donde n es el índice de refracción del entorno circundante, k₀ el vector de onda de la luz en el espacio libre,₀ el ángulo de incidencia, d la periodicidad de la rejilla y m es un entero que denota el orden del SPP. El vector de onda SPP se da por dondelos valores_{de 1} y₂ son las permitistividades de la capa metálica y el entorno dieléctrico circundante. Debido al grosor de la película multicapa de oro/cobalto, podemos suponer que los SPP sólo se excitan en cima de la película multicapa.