Ближнепольная микроскопия на основе линейного нанозонда

Тип работы:
Реферат
Предмет:
Физика


Узнать стоимость

Детальная информация о работе

Выдержка из работы

Сведения об авторах аспирант- Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики- кафедра компьютерной фотоники и видеоинформатики
аспирант- Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики- кафедра компьютерной фотоники и видеоинформатики
д-р техн. наук, профессор- Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики- кафедра компьютерной фотоники и видеоинформатики- зав. кафедрой- E-mail: gurov@mail. ifmo. ru
Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, кафедра компьютерной фотоники и видеоинформатики, научный сотрудник
Поступила в редакцию 08. 09. 10 г.
УДК 535. 3:539. 211
В. А. Кособукин
ближнепольная микроскопия на основе линейного нанозонда
Обсуждаются особенности ближнепольной микроскопии посредством линейного нанозонда, сканирующего поверхность образца на субволновом расстоянии от нее. В качестве зонда рассматривается нанопроволока благородного металла, обладающая локальными плазмонами. Применительно к ближнеполевой микроскопии магнитных доменов исследованы зависящие от положения зонда поляризация рассеянного света и магнитооптическая модуляция его интенсивности, резонансно усиленная плазмонами.
Ключевые слова: ближнепольная оптика, магнитооптика, микроскопия, рассеяние света, плазмон, электромагнитное усиление.
Введение. Задачей ближнепольной микроскопии является получение изображений структуры вещества с разрешением существенно меньшего масштаба, чем длина волны света [1]. Для этого применяют апертуры (щели), волоконно-оптические зонды, малые частицы. Необычайная слабость ближнепольного отклика, особенно магнитооптического, делает необходимым использовать возбуждение локальных плазмонов для усиления слабосигнального отклика [2, 3].
В данной работе обсуждаются принципы сканирующей ближнепольной оптической микроскопии в схеме, использующей линейный нанозонд в качестве источника ближнего светового поля. Схема имеет общий характер, но ниже она обсуждается применительно к ближнепольной магнитооптике. По аналогии с работами [4−7] развивается теория ближне-польных магнитооптических эффектов Керра в рассеянии света линейным зондом. Последний имеет субволновые размеры в двух поперечных измерениях, что необходимо для реализации ближнепольной оптики, а сканирование зондом поверхности образца позволяет сравнивать отклик (оптический контраст) в разных приповерхностных областях. Предлагаемая теория может представить интерес для магнитооптики и микроскопии материалов с плазмон-ными включениями [8] и для приложений в создании устройств сверхплотной записи [9].
Принципы ближнепольной оптической микроскопии приповерхностных магнитных неоднородностей нанометрового размера [7] реализованы в магнитооптическом микроскопе,
Максим Александрович Волынский —
Елена Александровна Воробьева —
Игорь Петрович Гуров —
Никита Борисович Маргарянц —
Рекомендована
программным комитетом Конференции
использующем ближнее поле малой (диаметром 30 нм) частицы благородного металла (см. экспериментальную [2] и теоретические работы [4−6]). Рассмотрение магнитооптической задачи позволяет продемонстрировать как общие принципы ближнепольной микроскопии, так и эффекты поляризации света и роль плазмонов в усилении оптического отклика.
На рис. 1 иллюстрируются принципы сканирующей ближнепольной магнитооптики с помощью линейного зонда (/, г и ^ - падающая, отраженная и рассеянная волны- М — лате-рально неоднородная намагниченность слоя). Источником ближнего поля и излучателем служит линейный зонд (нанопроволока) с характерными поперечными размерами, а & lt-<- 1/ко, где ко = ш/с, 2п/ко — длина волны света в вакууме на частоте ш. Предполагается, что зонд расположен вблизи поверхности образца, параллелен ей и границам раздела слоистой среды, ви — диэлектрическая проницаемость п-го слоя. Диэлектрическая проницаемость материала
зонда в (ш) обеспечивает существование долгоживущих (имеющих большую добротность)
плазмонов, которые локализованы в плоскости поперечного сечения зонда. Объектом ближ-непольной микроскопии служит домен намагниченности М нанометрового размера
'--1
w & lt-<- ко в латеральном направлении (см. рис. 1).
жш
жнж
z U
Рис. 1
Система возбуждается линейно поляризованной монохроматической волной
E (р, ш) = (e x cos 0- e z sin 0) Eeiq (x sm 0+z cos 0), (1)
падающей под углом 0, где р = (x, z), q = ^/s!k0. Волна (1) упруго рассеивается зондом и доменом- рассеяные волны детектируются в волновой зоне (на расстоянии |р| & gt->- 1/ко). Измеряемый
сигнал содержит информацию о поляризации области, находящейся в ближнем поле зонда. Если в зонде (нанопроволоке) возбуждаются локальные плазмоны, то интенсивность ближнего поля и рассеянного света резонансно усиливается. При сдвиге зонда относительно домена на нанометро-вые расстояния оптический отклик как функция координаты сканирования Хо (рис. 1) варьируется. Сканирующая ближнепольная магнитооптическая микроскопия обеспечивает возможность наблюдения поляризационно-чувствительного оптического контраста по поверхности образца.
Неоднородное распределение намагниченности образца M (р) параллельно и
перпендикулярно поверхности образца описывается функциями f|(x) и f^ (z) соответственно. Намагниченность M (р) определяет вклад в диэлектрическую поляризацию при М || ez (см. рис. 1):
r
8
Х
АРИ (Р) = ^ (х)/± (г^(у -5ау§ рх) Ер (р), (2)
4П р
где вв ~М, 5ар = 1 при, а = в и 5ар = 0 при, аР. Для света, зеркально отраженного от
поверхности образца, ориентация однородной намагниченности М || е2 такая же, как при
полярном магнитооптическом эффекте Керра. Далее эффект этого типа рассматривается в геометрии рассеяния I ^ ^ (рис. 1).
Теория. Задача электродинамики для линейного зонда решается в рамках теории многократного рассеяния [4−7]. Вклады в диэлектрическую поляризацию, создаваемые зондом и магнитным доменом, считаются возмущением. Поляризация зонда рассматривается самосогласованно с учетом резонансного «эффекта сил изображения& quot-, а магнитоиндуцирован-ная поляризация (2) учитывается в первом приближении.
Для простоты далее считаем, что диэлектрическая проницаемость среды равна в1 при
г & lt- 0 и В2 при г & gt- 0 (см. рис. 1). В качестве модели зонда рассмотрим круговой цилиндр (на-нопроволоку), обладающий в оптическом диапазоне локальными плазмонами, поляризованными перпендикулярно оси. При рассеянии волны (1) компонента ее волнового вектора вдоль оси у бесконечного цилиндра сохраняется, а поле рассеянных волн зависит от р = (х, г). Положение оси цилиндра в плоскости хг задается вектором ро = Хоех + ?оег, гдео | & lt-<- 1/ко — необходимое условие ближнепольной оптики.
В случае кругового цилиндра радиуса, а (& lt-<- 1/ко), расположенного на расстоянии |го|
от поверхности образца 2 = о (см. рис. 1), поперечные компоненты поляризуемости комплекса «цилиндр+изображение& quot- на единицу его длины равны
(а) а2
X '- = ¦
(б-81)
(О / W Л
2
s + s1 —
а2
(s-si)(-si)
-i
v 1 4| z0|2 si (s 2 +si)
(3)
где, а = x, z. При |zo| & gt->- а выражение (3) описывает поляризуемость изолированного цилиндра в однородной среде, а условие Re s (ra) + si = 0 определяет частоту его дипольных плаз-
монов. Второй член в знаменателе формулы (3) учитывает влияние на частоту плазмона взаимодействия между цилиндром и поверхностью образца (эффект сил изображения).
Обсудим структуру поля, рассеянного комплексом «зонд+изображение& quot-, в случае волны (i), падающей по нормали (9 = 0). При р & gt->- i/ko, где р = (x, z) — радиус-вектор точки наблюдения с z & lt- 0 (рис. i), поле излучения может быть представлено цилиндрическими волнами с компонентами (а = x, y)
i __e'-qp+W4
— E'-a (р, ffl) = V2n ^ eos0'- Fa (Q'-). (4)
Здесь q = ^/sik0, sin9'- = x? р, cos9 '- = |z|/р, угол 9 '-(^ 0) отсчитывается от отрицательного направления оси z, Q'- = q sin 9 '- - компонента волнового вектора
K'- = q (ex sin 9 '-- ez cos 9 '-) (5)
рассеянной волны (4) с | Q'- | & lt- q. Выражение (4) описывает линейно поляризованную волну E^ = E e^ с волновым вектором (5) и вектором поляризации e^, равным ep =-(ex cos9 + ezsin9) или e'-s = ey в случае поляризации p или s соответственно. В отсут-
ствие намагниченности (M = 0) для упругого (рэлеевского) рассеяния p ^ p на цилиндре в формуле (4) стоит
F (Q'-) = k0 X (x) e~iQX0 hp (Q'-, zo) hp (0, zo) cos0'-, (6)
hp (к, z) = e'-kl (Kz + rp (к)е z, rp = (s^ -s2ki)/(eik2 + -2kx), kn = ^/-nk0 -к2. Для магнитооптической компоненты рассеяния p ^ s учет (2) дает
Fy (Q'-) = к2 X (x) ta (Q'-) J (Q'-, Ро) hp (о, z0), (7)
2Si COS и
? ,
^ (Po)= J ^ & quot-ifcl (K)Zo /||(O'--к)/^'-, (к) k (к), (8)
d к

-?
где ^ = 2hl (+ k2), tp = 1 + rp = 2? ik2/(s1k2 +s2k1) & gt-
/±(?'-, K) = Jdz/1(z)e'- [WK*2^ z, (9)
o
?
/"(Q '- -к)= J dXfj (x)e& quot-i (Q '--к)х. (10)

Для ультратонкого магнитного слоя толщиной l & lt-<- к-1 со средней плоскостью z = zi (& gt- l/2) в согласии с магнитооптикой атомарно тонких слоев [10] интеграл (9) принимает вид: I± (Qк) = l exp{ i [k2 (Q '-) + k2 (к)] z^.
В общем случае распределение f = fy + ff в (2) включает вклады f однородной и 5fj|
неоднородной намагниченности, чему в выражениях (8) и (i0) соответствует J = J +fJ и Ijj = Ijj + fIjj. В геометрии рис. i для латерально однородной намагниченности принимаем
fjj =-i и из формул (8) и (i0) получаем
J (QР0) = -qltp (Q'-) cos0'-e_iQ x0-iki (Q'-)z0 +2ik2(Q '-)zi. (ii)
Подстановка соотношения (ii) в (7) дает величину Fy, определяющую поле (4) для
магнитооптического эффекта Керра в рассеянии света зондом при однородной намагниченности слоя -Mez. Для домена намагниченности в формулах (2) и (i0) принимаем
ffj (x) = -^, fIjj (к) = 2nwe-Nw. (i2)
x + w
Тогда с точностью до членов ~k0 (w + + zi) & lt-<- i из формулы (8) находим
fJ (, Р0 Ь-4^ w (w+Ы+zi)2 — XV (i3)
-1 ±2 2/11 2 i 2×0 +(w + | z0| + zi)
Подстановка соотношения (i3) в (7) дает величину fFy, входящую в поле вида (4), которое связано с намагниченностью домена.
Безразмерное сечение рассеяния света W = (2aL) i da/d0'- на цилиндре длиной
L & gt->- k- представляется в виде W = pS'-j (2aSinc), где Sinc и S'- - величины вектора
Пойнтинга падающей (1) и рассеянной (4) волн. Для рассеянного света с поляризацией в плоскости анализатора 45°, образующей угол 45° с плоскостью хг, Ж выражается суммой вкладов [7]
Жк + Жм +5ЖМ = - 1 2 I I2
qa [ 2
Яе (IX ?у) + Яе (1,*81у)
соб 0'-
(14)
где учтено соотношение

& lt-<- |1х| между (6) и (7). Вклад в (14) обусловлен упругим (рэлеевским) рассеянием света р ^ р комплексом «зонд+изображение& quot- при М = 0, а вклады Жм и 5ЖМ — рассеянием р ^, связанным с латерально однородным / и неоднородным 5/|| распределениями намагниченности.
Численный анализ. Результаты численного расчета наблюдаемых величин для серебряной нанопроволоки, зондирующей ультратонкий слой кобальта, находящийся в матрице из золота (2 & gt- 0, рис. 1) вблизи ее поверхности, представлены на рис. 2 и 3. Диэлектрические функции в для Л§ и 82 для Аи взяты из работы [11], а вв для Со — из [12].
а)
Шк/(коа)
1ш%(а)/а2
10 8
б)
8Жм/(ко4а3/), Жм/(ко4а3/)
-0,2
320
340 360 380 А, нм
-0,4
-0,6
-0,8
-1
-1,2
320
340 360 380 А, нм
Рис. 2
На рис. 2, а приведен спектр упругого рассеяния света Ж комплексом «цилиндр+изображение& quot- (кривая 1), вычисленный по формуле (14). Он сравнивается со спектрами мнимой части поляризуемости (оптического поглощения) Л§ цилиндра, расположенного в однородной среде (кривая 2) и около границы Ли (кривая 3). Все кривые показывают наличие локального плазмонного резонанса, который смещен в длинноволновую сторону и уширен в случае цилиндра, расположенного вблизи массивного Ли. На рис. 2, б приведены
рассчитанные по формулам (6)-(14) магнитооптические вклады § Жм/((а3/) (кривые 1 и
2) и Жм!(а3/) (1 '- и 2 '-) в сечение рассеяния (14) при 0 '- = 30° (1 и 1'-) 0'-= 60° (2 и 2'-).
Параметры вычислены при нормальном падении света (0 = 0) для цилиндра Л§ радиуса, а = 4,5 нм, находящегося в среде с 81 = 2 на расстоянии = 5 нм от поверхности Ли со слоем Со внутри, для которого 21 = 2 нм и / & lt- 221. Резонансные особенности функций отклика
0
6
4
2
0
Жм и 5ЖМ в области плазмонного резонанса коррелируют со спектрами поляризуемости цилиндра (рис. 2, а). Таким образом, при возбуждении через локальные плазмоны нанопрово-локи магнитооптический отклик Жм +5ЖМ существенно усиливается по сравнению с его
значением вдали от плазмонного резонанса. Здесь имеет место усиление или ослабление интенсивности рассеяния, аналогичное истинному усилению магнитооптического эффекта Керра поверхностными плазмонами [10]. В спектрах углов керровского вращения и эллиптичности усиление отсутствует: определяющее эти углы отношение? увеличин (6)
и (7) не содержит резонансной функции (3).
(№м +^м)/(к04а31)
0,2 1 _ 2
0
-0,2
-0,4
-0,6
-0,8
-1
-100 -50 0 50×0, нм Рис. 3
На рис. 3 иллюстрируется представленная теория применительно к сканирующей ближнепольной микроскопии. Магнитооптический отклик Жм +5ЖМ из (14) показан на рис. 3 как функция координаты нанозонда Х0 (длина волны 350 (7) и 400 нм (2) — вычислено для рассеянного света при 9 = 0, 9 '- = 30°, = 10 нм и тех же параметрах, что на рис. 2). Зависящий от Х0 вклад определяет сигнал сканирующей ближнепольной микроскопии,
который дает «изображение& quot- домена намагниченности с центром х = 0 и формой, заданной выражением (12). Сигнал ЬWM проявляется на «фоне& quot- вклада Жм однородной составляющей намагниченности, который не зависит от Х0. Рис. 3 показывает, что величина вкладов и Жм в интенсивность рассеяния на частоте плазмонного резонанса (длина волны около 350 нм) значительно больше, чем вне резонанса (400 нм). Еще большего резонансного усиления ближнеполевого сигнала плазмонами можно ожидать в случае эллиптического цилиндра.
Выводы. Предложена схема ближнепольного оптического микроскопа, использующего линейный нанозонд (нанопроволоку благородного металла), продемонстрированы особенности сканирующей микроскопии в режиме рассеяния и сделаны практически важные оценки. Для линейного зонда получены существенно иные характеристики рассеяния света, чем для точечных зондов. Показано, что при возбуждении плазмонов в зонде происходит значительное резонансное усиление вклада в интенсивность ближнепольных магнитооптических эффектов- при этом усиления керровского вращения и эллиптичности не происходит. Показано, что размер «изображения& quot- нанообъекта в ближнепольной микроскопии превышает его
истинный размер на величину расстояния между объектом и зондом по нормали к поверхности образца. Основные выводы, сделанные в данной работе для весьма сложного случая резонансной магнитооптической микроскопии в поляризованном свете, справедливы и для обычной ближнепольной оптики.
список литературы
1. Novotny L., Stranick S. J. Near-Field Optical Microscopy and Spectroscopy with Point Probes // Ann. Rev. Phys. Chem. 2006. Vol. 57. P. 303−331.
2. Silva T. J., Schultz S., Weller D. Scanning near-field optical microscope for the imaging of magnetic domains in optically opaque materials // Appl. Phys. Lett. 1994. Vol. 65. P. 658−660.
3. Safarov V. I., Kosobukin V. A., Hermann C., Lampel G., Marliere C., Peretti J. Near-field magneto-optics with polarization sensitive STOM // Ultramicroscopy. 1995. Vol. 57. P. 270−276.
4. Kosobukin V. A. Magneto-optics via the near field // Surface Science. 1998. Vol. 406. P. 32−47.
5. Кособукин В. А. К теории сканирующей ближнеполевой магнитооптической микроскопии // ЖТФ. 1998. Т. 43. С. 824−829.
6. Kosobukin V. A. Theoretical aspects of near-field magneto-optics and scanning magneto-optical microscopy // Proc. SPIE. 1999. Vol. 3791. P. 93−101.
7. Кособукин В. А. Ближнеполевая магнитооптика в резонансном рассеянии света линейным нанозондом // Письма в ЖТФ. 2008. Т. 34, № 19. С. 86−94.
8. Abe M., Suwa T. Surface plasma resonance and magneto-optical enhancement in composites containing multicore-shell structured nanoparticles // Phys. Rev. 2004. Vol. B 70. P. 235 103.
9. Betzig E., Trautman J. K., Wolfe R. et al. Near-field magneto-optics and high density data storage // Appl. Phys. Lett. 1992. Vol. 61. P. 142−144.
10. Hermann C., Kosobukin V.A., Lampel G. et al. Surface-enhanced magneto-optics in metallic multilayer films // Phys. Rev. 2001. Vol. B 64. P. 235 422.
11. Johnson P. B., Christy R. W. Optical constants of the noble metals // Phys. Rev. 1972. Vol. B 6. P. 4370−4379.
12. Кринчик Г. С., Артемьев В. А. Магнитооптические свойства никеля, кобальта и железа в УФ, видимой и ИК областях спектра // ЖЭТФ. 1967. Т. 53. С. 1901.
Сведения об авторе
Владимир Артемович Кособукин — д-р физ. -мат. наук, профессор- Физико-технический институт
им. А. Ф. Иоффе РАН- Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, кафедра твердотельной электроники- E-mail: Vladimir. Ko sobukin@mail. ioffe. ru
Рекомендована Поступила в редакцию
программным комитетом Конференции 08. 09. 10 г.

ПоказатьСвернуть
Заполнить форму текущей работой