БЛИЖНЕПОЛЬНАЯ МИКРОСКОПИЯ НА ОСНОВЕ ЛИНЕЙНОГО НАНОЗОНДА
82
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 ближнепольных 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 плазмонными 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,
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
Ближнепольная микроскопия на основе линейного нанозонда
83
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 (i, r и s — падающая, отраженная и рассеянная волны; M — латерально неоднородная намагниченность слоя). Источником ближнего поля и излучателем служит линейный зонд (нанопроволока) с характерными поперечными размерами a 1 k0 ). 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 x0 (рис. 1) варьирует-
ся. Сканирующая ближнепольная магнитооптическая микроскопия обеспечивает возможность наблюдения поляризационно-чувствительного оптического контраста по поверхности образца.
Неоднородное распределение намагниченности образца M (ρ) параллельно и
перпендикулярно поверхности образца описывается функциями f||(x) и f⊥ ( z ) соответственно.
Намагниченность M (ρ) определяет вклад в диэлектрическую поляризацию при М || ez
(см. рис. 1):
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
84 В. А. Кособукин
( )∑∆Pα
(ρ)
=
i εB 4π
f|| ( x) f⊥ ( z)
β
δαxδβy − δαyδβx
Eβ (ρ) ,
(2)
где εB ∼М, δαβ = 1 при α = β и δαβ = 0 при α ≠ β . Для света, зеркально отраженного от
поверхности образца, ориентация однородной намагниченности М || ez такая же, как при
полярном магнитооптическом эффекте Керра. Далее эффект этого типа рассматривается в
геометрии рассеяния i → s (рис. 1).
Теория. Задача электродинамики для линейного зонда решается в рамках теории
многократного рассеяния [4—7]. Вклады в диэлектрическую поляризацию, создаваемые зон-
дом и магнитным доменом, считаются возмущением. Поляризация зонда рассматривается са-
мосогласованно с учетом резонансного „эффекта сил изображения“, а магнитоиндуцирован-
ная поляризация (2) учитывается в первом приближении.
Для простоты далее считаем, что диэлектрическая проницаемость среды равна ε1 при
z < 0 и ε2 при z > 0 (см. рис. 1). В качестве модели зонда рассмотрим круговой цилиндр (на-
нопроволоку), обладающий в оптическом диапазоне локальными плазмонами, поляризован-
ными перпендикулярно оси. При рассеянии волны (1) компонента ее волнового вектора вдоль
оси y бесконечного цилиндра сохраняется, а поле рассеянных волн зависит от ρ = ( x, z) .
Положение оси цилиндра в плоскости xz задается вектором ρ0 = x0ex + z0ez , где
z0 a выражение (3) описывает поляризуемость изолированного цилин-
дра в однородной среде, а условие Re ε (ω) + ε1 = 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“, в случае волны
(1), падающей по нормали ( θ = 0 ). При ρ >> 1 k0 , где ρ = (x, z) — радиус-вектор точки
наблюдения с z < 0 (рис. 1), полe излучения может быть представлено цилиндрическими волнами с компонентами ( α = x, y )
1 E
Eα′
(ρ, ω)
=
2π
eiqρ+iπ qρ
4
cos
θ′
Fα
(Q′)
.
(4)
Здесь q = ε1k0 , sin θ′ = x ρ , cos θ′ = z ρ , угол θ′(≠ 0) отсчитывается от отрицательного
направления оси z, Q′ = q sin θ′ — компонента волнового вектора
K′ = q (ex sin θ′ − ez cos θ′)
(5)
рассеянной волны (4) с Q′ k0−1 представляется в виде W = ρS ′ 2aSinc , где Sinc и S ′ — величины вектора
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
86 В. А. Кособукин
Пойнтинга падающей (1) и рассеянной (4) волн. Для рассеянного света с поляризацией в плоскости анализатора 45° , образующей угол 45° с плоскостью xz , W выражается суммой вкладов [7]
( ) ( )WR
+ WM
+ δWM
=
π⎧ qa ⎨⎩
1 2
Fx
2
− ⎣⎡Re
Fx∗ Fy
+ Re
Fx∗δFy
⎤ ⎦
cos θ′
⎫ ⎬⎭
,
(14)
где учтено соотношение Fy 0 , рис. 1) вблизи ее поверхности, представлены на рис. 2 и 3.
Диэлектрические функции ε для Ag и ε2 для Au взяты из работы [11], а εB для Co — из [12].
a) б)
WR/(k0a)3, ImX0/a2, Imχ(α)/a2
2
δWM/(k04a3l), WM/(k04a3l)
0
1′ 2′
10 1
–0,2 2
8 –0,4 1
63 4
–0,6 –0,8
2 –1
0 320 340 360 380 λ, нм
–1,2 320 340 360 380 λ, нм
Рис. 2
На рис. 2, а приведен спектр упругого рассеяния света WR комплексом „цилиндр+изображение“ (кривая 1), вычисленный по формуле (14). Он сравнивается со спектрами мнимой части поляризуемости (оптического поглощения) Ag цилиндра, расположенного в однородной среде (кривая 2) и около границы Au (кривая 3). Все кривые показывают наличие локального плазмонного резонанса, который смещен в длинноволновую сторону и уширен в случае цилиндра, расположенного вблизи массивного Au. На рис. 2, б приведены
( )рассчитанные по формулам (6)—(14) магнитооптические вклады δWM k04a3l (кривые 1 и
( )2) и WM k04a3l (1′ и 2′) в сечение рассеяния (14) при θ′ = 30° (1 и 1′) θ′ = 60° (2 и 2′).
Параметры вычислены при нормальном падении света ( θ = 0 ) для цилиндра Ag радиуса
a = 4,5 нм, находящегося в среде с ε1 = 2 на расстоянии z0 = 5 нм от поверхности Au со
слоем Co внутри, для которого z1 = 2 нм и l < 2z1 . Резонансные особенности функций отклика
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
Ближнепольная микроскопия на основе линейного нанозонда
87
WM и δWM в области плазмонного резонанса коррелируют со спектрами поляризуемости цилиндра (рис. 2, а). Таким образом, при возбуждении через локальные плазмоны нанопрово-
локи магнитооптический отклик WM + δWM 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 Fy Fx величин (6)
и (7) не содержит резонансной функции (3).
(WM +δWM)/(k04a3l) 0,2
0
1
2
–0,2
–0,4 –0,6
–0,8
–1 –100
–50
0
50 x0, нм
Рис. 3
На рис. 3 иллюстрируется представленная теория применительно к сканирующей
ближнепольной микроскопии. Магнитооптический отклик WM + δWM из (14) показан на
рис. 3 как функция координаты нанозонда x0 (длина волны 350 (1) и 400 нм (2); вычислено для рассеянного света при θ = 0 , θ′ = 30° , w = 10 нм и тех же параметрах, что на рис. 2). Зависящий от x0 вклад δWM определяет сигнал сканирующей ближнепольной микроскопии, который дает „изображение“ домена намагниченности с центром x = 0 и формой, заданной
выражением (12). Сигнал δWM проявляется на „фоне“ вклада WM однородной составляющей
намагниченности, который не зависит от x0 . Рис. 3 показывает, что величина вкладов δWM и
WM 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“ нанообъекта в ближнепольной микроскопии превышает его
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
88 В. А. Кособукин
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 multicoreshell 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.Kosobukin@mail.ioffe.ru
Рекомендована программным комитетом Конференции
Поступила в редакцию 08.09.10 г.
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
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 ближнепольных 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 плазмонными 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,
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
Ближнепольная микроскопия на основе линейного нанозонда
83
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 (i, r и s — падающая, отраженная и рассеянная волны; M — латерально неоднородная намагниченность слоя). Источником ближнего поля и излучателем служит линейный зонд (нанопроволока) с характерными поперечными размерами a 1 k0 ). 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 x0 (рис. 1) варьирует-
ся. Сканирующая ближнепольная магнитооптическая микроскопия обеспечивает возможность наблюдения поляризационно-чувствительного оптического контраста по поверхности образца.
Неоднородное распределение намагниченности образца M (ρ) параллельно и
перпендикулярно поверхности образца описывается функциями f||(x) и f⊥ ( z ) соответственно.
Намагниченность M (ρ) определяет вклад в диэлектрическую поляризацию при М || ez
(см. рис. 1):
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
84 В. А. Кособукин
( )∑∆Pα
(ρ)
=
i εB 4π
f|| ( x) f⊥ ( z)
β
δαxδβy − δαyδβx
Eβ (ρ) ,
(2)
где εB ∼М, δαβ = 1 при α = β и δαβ = 0 при α ≠ β . Для света, зеркально отраженного от
поверхности образца, ориентация однородной намагниченности М || ez такая же, как при
полярном магнитооптическом эффекте Керра. Далее эффект этого типа рассматривается в
геометрии рассеяния i → s (рис. 1).
Теория. Задача электродинамики для линейного зонда решается в рамках теории
многократного рассеяния [4—7]. Вклады в диэлектрическую поляризацию, создаваемые зон-
дом и магнитным доменом, считаются возмущением. Поляризация зонда рассматривается са-
мосогласованно с учетом резонансного „эффекта сил изображения“, а магнитоиндуцирован-
ная поляризация (2) учитывается в первом приближении.
Для простоты далее считаем, что диэлектрическая проницаемость среды равна ε1 при
z < 0 и ε2 при z > 0 (см. рис. 1). В качестве модели зонда рассмотрим круговой цилиндр (на-
нопроволоку), обладающий в оптическом диапазоне локальными плазмонами, поляризован-
ными перпендикулярно оси. При рассеянии волны (1) компонента ее волнового вектора вдоль
оси y бесконечного цилиндра сохраняется, а поле рассеянных волн зависит от ρ = ( x, z) .
Положение оси цилиндра в плоскости xz задается вектором ρ0 = x0ex + z0ez , где
z0 a выражение (3) описывает поляризуемость изолированного цилин-
дра в однородной среде, а условие Re ε (ω) + ε1 = 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“, в случае волны
(1), падающей по нормали ( θ = 0 ). При ρ >> 1 k0 , где ρ = (x, z) — радиус-вектор точки
наблюдения с z < 0 (рис. 1), полe излучения может быть представлено цилиндрическими волнами с компонентами ( α = x, y )
1 E
Eα′
(ρ, ω)
=
2π
eiqρ+iπ qρ
4
cos
θ′
Fα
(Q′)
.
(4)
Здесь q = ε1k0 , sin θ′ = x ρ , cos θ′ = z ρ , угол θ′(≠ 0) отсчитывается от отрицательного
направления оси z, Q′ = q sin θ′ — компонента волнового вектора
K′ = q (ex sin θ′ − ez cos θ′)
(5)
рассеянной волны (4) с Q′ k0−1 представляется в виде W = ρS ′ 2aSinc , где Sinc и S ′ — величины вектора
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
86 В. А. Кособукин
Пойнтинга падающей (1) и рассеянной (4) волн. Для рассеянного света с поляризацией в плоскости анализатора 45° , образующей угол 45° с плоскостью xz , W выражается суммой вкладов [7]
( ) ( )WR
+ WM
+ δWM
=
π⎧ qa ⎨⎩
1 2
Fx
2
− ⎣⎡Re
Fx∗ Fy
+ Re
Fx∗δFy
⎤ ⎦
cos θ′
⎫ ⎬⎭
,
(14)
где учтено соотношение Fy 0 , рис. 1) вблизи ее поверхности, представлены на рис. 2 и 3.
Диэлектрические функции ε для Ag и ε2 для Au взяты из работы [11], а εB для Co — из [12].
a) б)
WR/(k0a)3, ImX0/a2, Imχ(α)/a2
2
δWM/(k04a3l), WM/(k04a3l)
0
1′ 2′
10 1
–0,2 2
8 –0,4 1
63 4
–0,6 –0,8
2 –1
0 320 340 360 380 λ, нм
–1,2 320 340 360 380 λ, нм
Рис. 2
На рис. 2, а приведен спектр упругого рассеяния света WR комплексом „цилиндр+изображение“ (кривая 1), вычисленный по формуле (14). Он сравнивается со спектрами мнимой части поляризуемости (оптического поглощения) Ag цилиндра, расположенного в однородной среде (кривая 2) и около границы Au (кривая 3). Все кривые показывают наличие локального плазмонного резонанса, который смещен в длинноволновую сторону и уширен в случае цилиндра, расположенного вблизи массивного Au. На рис. 2, б приведены
( )рассчитанные по формулам (6)—(14) магнитооптические вклады δWM k04a3l (кривые 1 и
( )2) и WM k04a3l (1′ и 2′) в сечение рассеяния (14) при θ′ = 30° (1 и 1′) θ′ = 60° (2 и 2′).
Параметры вычислены при нормальном падении света ( θ = 0 ) для цилиндра Ag радиуса
a = 4,5 нм, находящегося в среде с ε1 = 2 на расстоянии z0 = 5 нм от поверхности Au со
слоем Co внутри, для которого z1 = 2 нм и l < 2z1 . Резонансные особенности функций отклика
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
Ближнепольная микроскопия на основе линейного нанозонда
87
WM и δWM в области плазмонного резонанса коррелируют со спектрами поляризуемости цилиндра (рис. 2, а). Таким образом, при возбуждении через локальные плазмоны нанопрово-
локи магнитооптический отклик WM + δWM 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 Fy Fx величин (6)
и (7) не содержит резонансной функции (3).
(WM +δWM)/(k04a3l) 0,2
0
1
2
–0,2
–0,4 –0,6
–0,8
–1 –100
–50
0
50 x0, нм
Рис. 3
На рис. 3 иллюстрируется представленная теория применительно к сканирующей
ближнепольной микроскопии. Магнитооптический отклик WM + δWM из (14) показан на
рис. 3 как функция координаты нанозонда x0 (длина волны 350 (1) и 400 нм (2); вычислено для рассеянного света при θ = 0 , θ′ = 30° , w = 10 нм и тех же параметрах, что на рис. 2). Зависящий от x0 вклад δWM определяет сигнал сканирующей ближнепольной микроскопии, который дает „изображение“ домена намагниченности с центром x = 0 и формой, заданной
выражением (12). Сигнал δWM проявляется на „фоне“ вклада WM однородной составляющей
намагниченности, который не зависит от x0 . Рис. 3 показывает, что величина вкладов δWM и
WM 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“ нанообъекта в ближнепольной микроскопии превышает его
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2
88 В. А. Кособукин
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 multicoreshell 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.Kosobukin@mail.ioffe.ru
Рекомендована программным комитетом Конференции
Поступила в редакцию 08.09.10 г.
ИЗВ. ВУЗОВ. ПРИБОРОСТРОЕНИЕ. 2011. Т. 54, № 2