Содержание к диссертации
Введение
1. Магнитооптические эффекты в иттриевом и висмут содержащих ферритах-гранатах 10
1.1. Теория магнитооптических эффектов в ферритах-гранатах 10
1.2. Оптические и магнитооптические свойства ферритов-гранатов 30
2. Методика эксперимента, аппаратура и исследуемые образцы 56
2.1. Принцип работы пьейооптического кварцевого модулятора 56
2.2. Измерения магнитного кругового дихроизма 60
2.3. Измерения магнитного линейного дихроизма 64
2.4. Измерения вращения дихроичных осей 66
2.5. Измерения коэффициента поглощения 66
2.6. Физические свойства исследуемых кристаллов. 66
3. Магнитный круговой дихроизм в эпитаксиальных пленках в иттриевом и висмутсодержащем ферри тах-гранатах 73
3.1. Спектры МКД в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов. 73
3.2. Влияние магнитного поля и температуры на магнитный круговой дихроизм в иттриевом и висмутсодержащем ферритах-гранатах 84
3.3. Удельные вклады магнитного кругового дихроизма в эффект Фарадея в иттриевом и висмутсодержащем ферритах-гранатах 94
4. Анизотропия мгнитного линейного дихроизм в ферритах-гранатах 103
4.1. Методы и принципы разделения МЛДх и упругого линейного дихроизма в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов 103
4.2. Спектральные зависимости упругого линейного дихроизма 107
4.3. Спектры МЛДх в ШГ 111
4.4. МЛДх в Ві И fr -замещенных ферритах-гранатах 121
5. Движение дйхроичных осей в зпитаксиальііьк пленках жритов-гранатов 126
5.1. Теоретическое рассмотрение 127
5.2. Экспериментальные результаты 138
Заключение 152
- Оптические и магнитооптические свойства ферритов-гранатов
- Измерения магнитного кругового дихроизма
- Влияние магнитного поля и температуры на магнитный круговой дихроизм в иттриевом и висмутсодержащем ферритах-гранатах
- Спектральные зависимости упругого линейного дихроизма
Введение к работе
В последнее время при изучении электронной структуры твердых тел все чаще используются магнитооптические методы. Наиболее важным магнитооптическим эффектом является эффект Зеемана, который позволяет получить OL -фактор возбуждеиного состояния при известном П, -факторе основного состояния. Однако его исследование требует наличия узких спектральных линий, необходимых для разрешения компонент магнитного расщепления. В отличие от эффекта Зеемана исследования таких магнитооптических эффектов, как магнитный круговой дихроизм (МКД) и магнитный линейный дихроизм (МДЦх) оказываются эффективными для разделения широких сложных полос, состоя-[цих из отдельных перекрывающихся компонент, которые не удается разрешить обычными оптическими методами, например, при изучении поглощения даже при низких температурах. Анализ температурных, полевых и ориентационных зависимостей МОЭ в области поглощения позволяет получать качественную информацию как об основном, так и о возбужденных состояниях системы. Кроме того, наложение магнитного поля или наличие спонтанной намагниченности полностью снимает все остаточное вырождение с электронных уровней, что придает магнитооптическим исследованиям дополнительную информативность по сравнению с другими методами исследования во внешних полях, например, в электрическом поле или при одноосной деформации.
Известно, что статические магнитные измерения не дают возможности разделить вклады двух или более магнитных подрешеток в спонтанный магнитный момент ферримагнетиков. Такая информация может быть получена методом ядерного магнитного резонанса или с помощью эффекта Мессбауэра. Кроме того, намагниченности подрешеток можно изучать и магнитооптическими методами, используя то обстоя-
-5-. тельство, что неэквивалентные подрешетки имеют различные схемы электронных уровней и их вклад неодинаков по частоте. Этот метод может быть очень точным при изучении магнитооптических явлений в области отдельных электронных переходов той или иной подрешетки. Изменение с температурой !ВД или МДфс выбранной линии может дать величину эффективного поля, действующего на ионы данной подрешетки. Итак, магнитооптические методы для твердого тела являются наиболее эффективным способом выяснения энергетического спектра кристалла в области поглощения, в том числе и для магнитоупорядо-ченных материалов.
В настоящее время достаточно хорошо изученными материалами с точки зрения магнитных свойств являются ферриты, которые уже нашли широкие и важные применения в СВЧ и радиочастотных диапазонах и в качестве элементов памяти. Интерес к этому классу соединений связан с разнообразием кристаллических и магнитных структур, химического состава, со специфичностью и, подчас, уникальностью их магнитных и физических свойств. В настоящее время интенсивно ведутся работы по изысканию новых применений этих материалов в качестве высокоэффективных элементов памяти, работающих в сочетании с лазерным лучом, в качестве управляемых магнитным полем элементов оптических линий связи (модулятор, затворы и т. д.), а также во многих других чувствительных устройствах, где можно использовать большую величину удельного вращения плоскости поляризации света или магнитного двупреломления. Однако, как изучение магнитооптических спектров, так и использование МОЭ материалов до недавнего времени сдерживалось их малой прозрачностью в видимой области спектра. Успехи тонкопленочной технологии, в частности, получение монокристаллических эпитаксиальных пленок ряда ферритов, по свойствам не уступающих массивным монокристаллам,
открыли новые возможности использования их магнитооптических свойств. Вместе с этим появились возможности применения магнитооптики для исследования энергетического спектра ферритов в области интенсивного поглощения.
Целью настоящей диссертационной работы было: исследовать магнитооптические эффекты для линейной и круговой поляризации в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов в видимой и ближней ультрафиолетовой области спектра и с помощью магнитооптических спектров установить, какие электронные переходы ответственны за магнитооптические свойства ферритов-гранатов; выяснить, каким образом поле, температура и введение ионов висмута в структуру граната влияет на магнитооптические свойства ферритов-гранатов, а также выяснить, каким образом влияет положение намагниченности на дихроичные оси в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов.
Для решения поставленных задач мы провели комплексное исследование оптического поглощения, спектральных, температурных и полевых зависимостей МКД, спектральных зависимостей анизотропии МДЦх, упругого линейного дихроизма, рассчитали удельные вклады МКД в Ш>, а также изучили влияние анизотропии и кристаллографического дихроизма на движение индикатрисы в зависимости от намагниченности.
Основные результаты и выводы являются новыми для исследованных эпитаксиальных пленок ферритов-гранатов. Исследованы температурные и полевые зависимости МКД в пленках ИФГ в спектральном диапазоне от 10 000 до 27 000 см"1 при температурах от 80 до 640 К в полях до 20 кЭ. На примере полосы МКД с центром около 20 700см~ впервые показано, что внешнее магнитное поле приводит к сдвигу резонансной частоты перехода. Проведен анализ на основе соотноше-ния Крамерса-Кронига и определены вклады МКД в ЭФ в ИФГ и БІ -
замещенных ШТ.
Впервые была предложена методика, позволяющая разделить магнитный и упругий линейный дихроизм, а также определить направление дихроичных осей в эпитаксиальных пленках редкоземельных ферритов-гранатов (РЭ$Г). Впервые получены спектры магнитного и упругого линейного дихроизма для главных направлений намагниченности относительно кристаллографических осей. Показано, что присутствие в эпитаксиальных пленках упругих напряжений приводит к появлению большого по величине упругого линейного дихроизма. Впервые установлено, что упругие напряжения в исследованных пленках не меняют характер анизотропии МВД. Получены выражения, описывающие положение главных направлений индикатрисы при вращении намагниченности в кубическом кристалле в присутствии кристаллографической оптической анизотропии с произвольным направлением ее главных осей.
На защиту выносятся:
Результаты исследования температурных и полевых зависимостей МКД в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов в широком спектральном диапазоне.
Результаты расчета удельных вкладов МКД в иттриевом и висмутсодержащем феррите-гранате.
Методы измерения и принципы разделения магнитного и упругого линейного дихроизма и анализ спектров МЛДх в области от 19 000 до 25 000 см" в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов в рамках модели, учитывающей анизотропию тетраэдрических и октаэдрических позиций в структуре граната.
Общие выражения, описывающие положения главных направлений индикатрисы при вращении намагниченности в кубическом кристалле в присутствии кристаллической оптической анизотропии с произвольным
управлением ее главных осей и экспериментальные результаты по движению дихроичных осей в эпитаксиальных пленках ферритов-гра-гатов.
Практическая ценность. Проведенное в работе исследование магнитного дихроизма в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов позволило глубже понять свойства этих материалов. Предложенная методика, позволяющая разделить магнитный и упругий линейный дихроизм, а также определить направление дихроичных осей в эпитаксиальных лленках ферритов-гранатов, может быть применима для изучения электронных уровней пленок.
Приведенные в работе данные расширяют возможности для использования тонких пленок ферритов-гранатов в качестве селективных магнитооптических датчиков, дефлектрров, модуляторов.
Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения. В первой главе дается литературный обзор исследования линейных и квадратичных МОЭ в магнитоупорядоченных материалах. Приведены основы феноменологической теории линейных и квадратичных МОЭ и экспериментальные результаты в кубических магнитных кристаллах. В конце главы обосновывается задача диссертационной работы.
Во второй главе описаны экспериментальные методики и физические свойства кристаллов, исследуемых в работе.
В третьей главе приведены экспериментальные результаты по спектральным, температурным и полевым зависимостям МКД в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов. Также приведены результаты расчетов удельных вкладов МКД в ЭФ в иттриевом и висмутсодержащих ферритах-гранатах.
В четвертой главе отражены результаты экспериментальных исследований анизотропии МЛДх и спектры ЛД в эпитаксиальных пленках ферритов-гранатов, а также методы и принципы разделения МЛДх и ЛД.
В пятой главе приведены теоретические и экспериментальные результаты вращения дихроичных осей в зависимости от положения намагниченности в кубическом кристалле в присутствии кристаллографической оптической анизотропии с произвольным направлением ее главных осей.
В заключении подведены общие итоги диссертации с точки зрения их научной и практической значимости, а также приведены основные выводы настоящей диссертационной работы.
Материалы диссертации опубликованы в работах [140,148,157-162] и были доложены на П Всесоюзном семинаре по цилиндрическим магнитным доменам (г.Москва,1978 г.), Ш Всесоюзном семинаре по цилиндрическим магнитным доменам (г.Симферополь, 1979 г.), I Всесоюзной конференции по проблемам управления параметрами лазерного излучения (г.Ташкент, 1978 г.), УІ Всесоюзном симпозиуме по спектроскопии кристаллов, активированных ионами редкоземельных и переходных металлов (г.Краснодар, 1979 г.), ХУТ Всесоюзной конференции по физике магнитных явлений (г.Тула, 1983 г.).
Оптические и магнитооптические свойства ферритов-гранатов
Оптические и магнитооптические исследования в области прозрачности и вблизи коротковолнового края поглощения изучали Дил-лон [ЗІ-ЗЗ] , Виккершейм и Лефевр [34,35j , Кринчик с сотрудниками [36-39) , Вуд и Ремейка [40-4IJ и другие. Магнитооптические исследования гранатов начались с работ Диллона [32J вскоре после первых публикаций о синтезе, магнитных и резонансных исследованиях этих материалов. Он показал, что гранаты прозрачны вплоть до видимой части спектра и проходящий через них свет претерпевает фарадеевское вращение плоскости поляризации, что может быть использовано для наблюдения доменной структуры в поляризационном микроскопе. В работе [ЗЗ] Диллон приводит спектры поглощения, эффекта Фарадея и кругового дихроизма для железо-иттриевого граната. Для того, чтобы продемонстрировать наличие кругового дихроизма, он измерил поглощение право- и левополяризованных волн при прохождении через образец, намагниченный до насыщения вдоль направления распространения света. Используя эти данные, а также измерения Вуда (неопубликованные) и Постера [43] в инфракрасной и видимой областях вплоть до 20000 см"1 (2.48 эВ), он сопоставляет наблюдаемые особенности при 12000 см"1 (1.49 эВ) и 16000 см" (1.99 эВ) с переходами на уровни Fe - Ф / W .соответственно. Таким образом, уже в ранних работах по магнитооптике гранатов была предпринята попытка связать особенности магнитооптических эффектов с u - и переходами. В работе Клогстона [44] представлена феноменологическая теория эффекта, наблюдаемого Диллоном и Вудом. В ней данное явление рассматривается с точки зрения разрешенных электродиполь-ных переходов. После этих работ Диллона появились большое число публикаций по магнитооптике гранатов, в которых делались попытки идентификации магнитооптических спектров с электронными переходами в различных подрешетках и увеличения эффекта Фарадея с целью его практического использования. Среди таких работ можно назвать: в [45] была измерена температурная зависимость эффекта Фарадея в VgPegOjg на I.I5 мкм (1.08 эВ); в [4б] измерены оптическое поглощение, эффект Фарадея при 6.2 и 300 К, спектр этих эффектов с переходами в ионах Fe3+. Кроссли и щз, также изучали эффект Фарадея [47/ , при этом они рассматривали вклады различных железных подрешеток в величину эффекта Фарадея. Ими был сделан вывод, что ЭФ в инфракрасной области спектра обусловлен переходами в ионах Fe октаэдрической подрешетки, лежащими в видимой и ультрафиолетовой областях спектра.
Недавно была опубликована серия работ по измерению магнитооптических эффектов в области выше 20 000 см" . Это стало возможным после получения высококачественных пленок. Были измерены спектры магнитного кругового дихроизма МКД, магнитного линейного дихроизма МДД, ЭФ и поглощения [48-55] . Наиболее подробно ис- следованы спектры поглощения, ЭФ и МКД ферритов-гранатов в группе Скотта [47-49] . Исследовались пленочные и массивные образцы, полученные различными способами, что исключало влияние случайных примесей. Использование спектра ЭФ наряду со спектрами МКД и поглощения позволило сделать заключение о форме магнитооптических линий и об энергиях электронных переходов. Как и в предыдущих работах особенности МОЭ в области 10 000 20 000 см"1 (1.24-2.48 эВ) полностью объясняются переходами в кристаллическом поле. Однако, некоторые параметры этих переходов не согласуются с прості 4+ той картигіой уровней октаэдрических и тетраэдрических ионов Ее , например, силы осцилляторов и их поведение при замещении Ге и Fe + диамагнитными ионами, диамагнитное замещение Fe в подре-шетках Уо е5 Щ приводит к уменьшению силы осцилляторов в кристаллическом поле как для октаэдрических, так и для тетраэдри-ческих ионов Fe , независимо от того, в какой решетке произведено замещение [40,51,53,54] . Отметим, что в [48] , пожалуй, впервые очень подробно проанализирован характер линий поглощения и показано, что все линии с магнитооптических спектрах Узре512 (кРоме одной 23250 см"1) имеют парамагнитную форму. Форма линий в магнитооптических спектрах обсуждалась также авторами работ [5,10,44,5б] . Уже давно известно, что если магнитооптически активный парамагнитный центр не имеет орбитального вырождения в своем основном состоянии, то он всегда будет давать только диамагнитный эффект. Это можно видеть на примере 6S ионов, таких, как [бб] Те и РЬ и центров окрашивания, таких как [4б] F -центры и Uz-центры [57] . в щелочных галоидах. За исключением особых случаев, теория Кроссли и др. [ю] предсказывает ту же диамагнитную форму линий для ионов переход- ных металлов с S -основным термом в обменном поле. С другой стороны парамагнитный ЗЭФ наблюдается в ШГ для d-d переходов в кристаллическом поле иона Fe , основной терм которого представляет собой орбитальный синглет. Объяснение этой формы линии было дано Клогстоном [бб] , который детально изучил запрещенный 6д (5 ) -+4 (G ) переход и показал, что оптический переход может стать разрешенным при смешивании этих двух состояний спин-орбитальным взаимодействием и смешиванием р возбужденного уровня с основным S уровнем с нечетно-четным фононым распределением. Он также показал, что точно такое же перемешивание вызывает парамагнитную линию в ЭФ. Такой подход был впервые введен Каном и др. [б] , которые предположили, что для окисных кристал- 3+ лов с юнами Fe разрешенные переходы с переносом заряда будут проявлять диамагнитные магнитооптические эффекты, а запрещенные d-d переходы в кристаллическом поле - парамагнитные. Они смогли объяснить свои обширные по окислам железа данные с этих позиций. Это объяснение стало общепринятым [5,46,57] и были сделаны попытки использовать форму магнитооптических линий для идентификации разрешенных и запрещенных переходов в области 20 000 35 000 см в ШГ и замещенных железистых гранатах.
Совсем недавно &та "благополучная" картина была нарушена наблюдениями Ченга (неопубликованное сообщение, приводимое в [48] ) парамагнитной магнитооптической формой линии, связанной с разрешенными переходами с переносом заряда иона Fe + в МФО. Наблюдения Ченга согласуются с теорией Кроссли и щр. [ю] , которые показали, что не должно быть разницы между разрешенными и запрещенными переходами. Ими было показано, что если спин-орбитальным перемешиванием различных состояний можно пренебречь, то форма магнитооптических линий, связанных с переходами, которые включают в себя ионы с орбитально-синглетными основными состояниями, будет диамагнитна. Этот вывод не зависит от того, являются переходы разрешенными или запрещенными. Они также показали, что при рассмотрении спин-орбитального перемешивания различных уровней надо ожидать парамагнитную линию. Например, спин-орбитальное перемешивание возбужденного Т2 уровня Сг с А"ОС-новным уровнем достаточно сильно, чтобы дать наблюдаемые парамагнитные линии [48J . Это же перемешивание дает отклонение фактора спектроскопического расщепления от спин-электронного значения 2, и амплитуда парамагнитной линии становится пропорциональной ДО- . В работе [48] было показано, что аналогичное пе-ремешивание можно ожидать в случае Fe и оно имеет достаточную величину, чтобы объяснить наблюдаемый парамагнитный магнитооптический эффект, но дает очень малое отклонение 0 -фактора от значения .2. Схема энергетических уровней для ферритов-гранатов, предложенная Адлером и Фейнлибом [58] , показана на рис.4. Состояния & и т і связываются с тетраэдрическими ионами Fe , в то время как состояния By и t g с ионами Fe , находящимися в октаэдри-ческих узлах. Кроме того, одноэлектронные зонные состояния изображены слева от вертикальной линии, в то время как многоэлектронные d- состояния, локализованные за счет электронных связей, изображены справа. Надписи, соответствующие каждой одноэлек-тронной зоне слева обозначают полное число имеющихся электронных состояний на формульную единицу. Энергетическая шкала выражена в относительных единицах. Авторы работы [54] полагают ширину зоны кислорода 2р равной 4 эВ [59,60] , минимальный интервал 2р-45 приблизительно равным от б до 8 эВ, а ширину зоны ориентировочно равной от 3 до 4 эВ [б9,60].
Измерения магнитного кругового дихроизма
Полевые зависимости Зі в редкоземельных ферритах-гранатах более подробно исследовались в работах [I02-I06J . В этих работах были исследованы полевые зависимости ЭФ в РЗФГ в сильных магнитных полях (200 кЭ) в температурном интервале 4.2 300 К. В работе [107] предполагалось, что существенным для объяснения полевой зависимости ЭФ в РЗФГ является учет влияния внешнего поля на возбужденные высоко энергетические состояния РЗ-иона. Ранее аналогичный механизм (изменение в поле спин-орбитального расщепления уровней иона Ре ) был предложен для объяснения зависимости от поля ЗФ в ИФГ [93,108] . Более подробно теория такого механизма обсуждалась в работах [l02,105,109] . Авторами этих работ было обнаружено, что ЭФ в РЗФГ не может быть описан как аддитивная сумма вкладов, пропорциональных намагниченности отдельных подрешеток, если считать, что ионы железа дают во всех редкоземельных ферритах-гранатах одинаковый вклад в фарадеевское вращение. Следует отметить, что в отличие от указанных выше авторов, где вклад РЗ-подрешетки определялся как авторы работы [l02] объясняли полученные ими экспериментальные результаты в предположении, что вклад РЗ-подрешетки описывается соотношением где Ъ - температурно-независимый коэффициент, а nej, -алгебраическая сумма внешнего магнитного поля и обменного поля смешивания волновых функций основного и возбужденных мультиплет РЗ-ионов. Рассчитанные на основе экспериментальных зависимостей значения С и Ъ для различных РЗФГ дают согласующиеся с экспериментом зависимости dp (Н) . Значения С и 10 , полученные из экспериментальных результатов, согласуются с так называемыми парамагнитным и диамагнитным фарадеевскими вращениями РЗ-ионов в парамагнитных кристаллах. Кроме того, теоретический расчет коэффициента Ъ , проведенный для некоторых РЗ-ионов в РЗФГ на основе смешивания, дал правильный порядок величины. Таким образом, теория ЭФ, учитывающая влияние эффективных полей на расщепление возбужденных мультиплетов редкоземельных ионов, хорошо описывает экспериментальные результаты [l05J . В работах [lI0,IIl] были проведены измерения фарадеевского вращения в феррите-гранате тербия в импульсных магнитных полях до 1200 кЭ на длине волны I.I5 мкм при комнатной температуре. Было обнаружено, что вращение плоскости поляризации в тербиевом феррите-гранате больше, чем в ит-триевом, т.е. до 1200 кЭ ЭФ, обусловленный тербиевой подрешеткой, не обращается в нуль.
Однако из магнитных данных известно, что молекулярное поле, действующее на тербиевую подрешетку в феррите-гранате при комнатной температуре, равно 120-160 кЭ [іІ2,ІІз] . Именно в таких полях согласно формуле (1.28) вращение плоскости поляризации в тербиевом феррите-гранате должно стать равным ЭФ в иттриевом феррите-гранате. Результаты работы [I02J хорошо согласуются с магнитными данными. Полевые зависимости ЭФ в районе 120 кЗ обращаются в нуль [102] . Таким образом, большинство опубликованных к настоящему времени магнитооптических исследований ферритов-гранатов посвящено, в основном, влиянию внешнего магнитного поля на ЭФ, и мало работ, в которых исследуется действие поля на магнитный круговой дихроизм. Лишь в недавно опубликованной работе [II4J были проведены исследования полевых зависимостей МКД в ИФГ на длине волны /1 0.6328 мкм в магнитных полях до 45 кЭ в температурном диапазоне от 100 до 700 К. Температурная зависимость ДМКД/ДН во многом похожа на аналогичную зависимость ЭФ, поэтому авторы этой работы предположили, что ЭФ и МКД выражаются простой суммой членов, пропорциональных намагниченностям подрешеток где Ч фарадеевская эллиптичность (величина, пропорциональная МКД) М и MQ, намагниченности соответственно тетраэдрической и октаэдрической подрешеток. Однако эта формула, по признанию самих авторов работ [l00,I0I,II4j , неудовлетворительно описывает наблюдающуюся зависимость, особенно при низких температурах. Таким образом, анализ литературных данных по магнитооптическим свойствам РЗФГ позволяет сделать следующие выводы: І. В настоящее время магнитооптические кубические РЗФГ являются объектом интенсивных оптических и магнитооптических исследований. Это связано с одной стороны с тем, что высококачественные монокристаллы и пленки РЗФГ являются модельными объектами физики ферримагнетизма, а с другой стороны, тем, что эти материалы нашли ряд важных технических применений [90J . Успехи тонкопленочной технологии, в частности, получение эпитаксиальных пленок,открыли новые возможности использования их магнитооптических свойств. Вместе .с этим появились возможности применения магнитооптики для исследования энергетического спектра ферритов в области интенсивного поглощения.
Эти обстоятельства обусловливают актуальность темы настоящей диссертации. 2. Отсутствует однозначная интерпретация оптических спектров ИІГ в области электронных переходов в ионах железа, не установлена зонная структура и происхождение интенсивных переходов в ультрафиолетовой области, остается неясным конкретный механизм магнитооптических эффектов, связь этих эффектов с отдельными под решетками. 3. До настоящего времени не нашли объяснения температурные и полевые зависимости ЭФ в РЗФГ в магнитных полях больших полей насыщения. 4. Остается неясным конкретный механизм влияния различных замещений в структуре граната, в частности, ионов висмута, на величину магнитооптических эффектов. 5. Отсутствуют спектральные зависимости анизотропии МЛДх в области 20 000 25 000 6. Нет общего рассмотрения движения главных направлений индикатрисы при врашении намагниченности в кубическом кристалле в присутствии кристаллографической оптической анизотропии с произвольным направлением ее главных осей. Имеются экспериментальные данные, которые либо не получили теоретического объяснения, либо это объяснение представляется нам ошибочным [бв] . Задачей настоящей работы является исследование и анализ оп- тических и магнитооптических свойств эпитаксиальных пленок ферритов-гранатов, изучение температурных и полевых зависимостей МКД, выяснение влияния различных замещений в структуре граната, в частности, ионов висмута на величину магнитооптических эффектов, а также исследование и анализ спектров МДЦх в области 20 000 25 000 см и изучение закономерностей движения дихро-ичных осей в этих пленках. Для изучения магнитного дихроизма применяется метод модулирования поляризации. Преимущества этого метода вытекают из возможности использования для регистрации сигнала техники синхронного Детектирования. Обычно модуляторы поляризации представляют собой механические системы с вращающимся поляроидом или фазовой пластинкой Л /4 [4,115-117] . В силу несоврершенства механических систем (большие шумы, малая частота модуляции и др.) их применение сравнительно малоэффективно и ограничивает возможности метода модуляции поляризации. Существенно большая чувствительность может быть достигнута, если для модуляции поляризации светового луча использовать высокочастотную модуляцию двупреломления однородного бруска из плавленного кварца посредством возбуждения в нем упругих колебаний. В литературе описано несколько различных вариантов пьезооптических модуляторов [II8-I22J . Использование пьезооптического кварцевого модулятора позволяет модулировать световые пучки с большими значениями линейной и угловой апертуры, а также проводить измерения в широком спектральном диапазоне. Поскольку он является важной частью установки для изучения круговой и линейного дихроизма, ниже мы более подробно опишем принцип его работы и свойства. Активным элементом модулятора служит брусок из плавленного кварца, в котором с помощью пьезоэлектрического кварцевого кристалла возбуждаются продольные колебания. Первоначально изотроп- ный кварцевый брусок при этом периодически становится анизотропным, что и используется для модуляции поляризации светового пучка. Бруски из плавленного кварца и пьезокварца кварца X -среза имели размеры (10x20x50 мм). На две противоположные грани кристаллического кварца нанесены проводящие электроды.
Влияние магнитного поля и температуры на магнитный круговой дихроизм в иттриевом и висмутсодержащем ферритах-гранатах
На рис.18 и 19 представлены зависимости магнитного кругового дихроизма в иттриевом феррите-гранате от внешнего магнитного поля для ряда длин волн при комнатной температуре. Сравнение полевой зависимости МВД с полевой зависимостью Ш выявляет разницу в поведении обеих эффектов. При увеличении магнитного поля для всех исследовавшихся длин волн ЭФ уменьшается линейно с полем причем величина наклона линейного участка возрастает по мере продвижения в ультрафиолетовую область. С другой стороны, магнитный круговой дихроизм во внешнем поле для некоторых частот, например, для гелий-неонового лазера 0.6328 мкм (15 803 см ), увеличивается, а для других, например, 16 130 см и 18 600 см , 20 700 см" и 21 050 см"1 уменьшается. Различное поведение МКД и ЭФ в общем то не удивительно, поскольку МКД на определенной длине волны определяется переходом в одной подрешетке в силу локальной природы поглощения, в то время как дисперсионный ЭФ определяется всеми электронными переходами в обеих подрешетках [l40] . Экстраполируя полученные значения от больших полей к нулевому полю, можно найти коэффициент У = А МКД/ДН . Наклоны полевых зависимостей h =ДМКД/ДН по аналогии с магнитной восприимчивостью можно назвать магнитооптической восприимчивостью. Эти восприимчивости завиеят от частоты. Измеренные при комнатной температуре для рассматриваемого перехода они представлены на рис. 20. Частотная зависимость для этого перехода имеет S -образную форму и выглядит как производная от полосы МКД по частоте при "жестком" смещении линии. Следует отметить, что относительное изменение как ЭФ, так и МКД в магнитном поле значительно больше, чем магнитная восприимчивость, поэтому происходящие изменения магнитооптических эффектов под действием внешнего магнитного поля нельзя объяснить только изменением намагниченности. Это обстоятельство более подробно рассмотрим в случае изменения МКД в ИФГ под влиянием внешнего магнитного поля. В магнитоупорядоченных материалах, каким является ИФГ при комнатной температуре, энергии электронных переходов уже расще- плены обменным полем и наложение внешнего магнитного может привести лишь к смещению расщепленных полос.
Поэтому наблюдавшиеся изменения МКД под действием внешнего магнитного поля можно попытаться объяснить сдвигом полосы поглощения, т.е. зависомостью резонансной частоты у0 от поля Н . На рис.21 приведены полевые зависимости МКД в ЙФГ для раз-личных температур при частоте света 20 700 см . На рис.22 представлены температурные зависимости величины ,(/) для частоты 20 700 см , принадлежащий рассматриваемому переходу. Как видно из рис.22, с увеличением температуры (Т) сначала несколько возрастает по абсолютной величине, затем уменьшается, изменяет знак и достигает максимума при температуре Кюри, а затем снова уменьшается. Подобное же исследование было проведено недавно в работе [II4J на длине волны 0.6328 мкм при температурах от 221 до 662 К. Для описания температурно-полевой зависимости МКД в работе [lI4J была предложена формула, учитывающая аддитивный вклад в МКД намагниченностей тетраэдрической и октаэдрической подрешеток (см. формулу (I.3I)). Однако, эта формула по признанию самих авторов работы [114] неудовлетворительно описывает наблюдающуюся зависимость. Проведем интерпретацию полученных экспериментальных результатов в предположении, что резонансная частота )0 зависит от приложенного магнитного поля Н . При этом выражение для парамагнитного МКД, зависящего от частоты, температуры и поля, можно записать в следующем виде: где R(TJ - коэффициент пропорциональности, (к - форма полосы МКД, V - частота света, )0 - резонансная частота, Г(Т) - полу- ширина полосы МВД, МТ(Т,Н) - намагниченность тетраэдрической подрешетки. Изменение МВД под действием внешнего поля запишем в виде: Wr где =-- - магнитная восприимчивость тетраэдрической подрешет- ки. Из формулы (3.2) следует, что при низких температурах, где магнитной восприимчивостью можно пренебречь, величина 1 (Т) определяется вторым членом уравнения (3.2), а его частотная зависимость описывается производной формы полосы МВД Dd/dJ0 в согласии с экспериментом (рис.20). При приближении к температуре КюриТс = 559 К вклад второго члена уменьшается Мф"" 0 и появляется вклад первого члена, пропор(циональный восприимчивости uMrjdH , который максимален при Тс . Третий член уравнения, пропорциональный произведению Мт дМг/дН определяет величину ІО (TJ в промежуточном интервале температур, где обе величины отличны от нуля. Температурная зависимость величины h(T) для данной частоты определяется температурным поведением следующих членов: МТ(Т) Эо(/М0(Т), М(Т)иЭМт/ЭН» На рис.22 приведены расчетные величины зависимости (Т) для частоты 20 700 см.
Величины Э Л/Зу0 (к и R определялись из температурных зависимостей МВД(Т) (рис.15). 9i/9f/= 0,4 см /кЭ и 3 /9М= 16 см"1 /Г сГ"1 полевых зависимостей МВД соответственно при низких температурах и в температурной области, где величины M7(TjndMrjdH не равны нулю. Величины МТ(Т) брались из литературы [l4l] . Из экспериментальных данных для ШГ для 63 К [I42J известно, что внешнее магнитное поле приводит к одинаковому изменению магнитного момента иона Fe в обеих подрешетках, поэтому в данной работе при анализе и расчете было сделано предположение, что магнитная восприимчивость тетра- эдрической подрешетки пропорциональна полной магнитной восприимчивости /9Мт/9Н=33 )Ші.Как видно из рис.4 , такая процедура позволяет удовлетворительно описать температурное поведение н (т) Таким образом, предположение о том, что внешнее магнитное поле сдвигает резонансную частоту у0 полосы МКД, позволяет объяснить как температурное поведение величины (Т) » так и ее спектральную зависимость при комнатной температуре. В работе было также проведено измерение полевых зависимостей МКД в висмут-замещенных ферритах-гранатах. Замещение одного диамагнитного иона другим, а именно, иттрия на висмут, приводит к увеличению восприимчивости МКД. На рис.23 представлена зависимость восприимчивости МКД от концентрации висмута в галлий-заме- щенных ферритах-гранатах состава з-х дс і.г з.8 1И Измерения проведены на длине волны гелий-неонового лазера 0,6328 мкм при комнатной температуре. Как видно из рисунка, увеличение концентрации висмута (при постоянном содержании галлия) приводит к возрастанию магнитной восприимчивости U 3.3. Удельные вклады магнитного кругового дихроизма в эффект Фарадея в иттриевом и висмут-содержащем ферритах-гранатах В данном параграфе рассмотрен вопрос о связи ЭФ в области прозрачности (вдали от интенсивного поглощения) с отдельными полосами магнитного кругового дихроизма в широкой области спектра от 16 000 до 45 000 см"1 ( 5.5 эВ).
Спектральные зависимости упругого линейного дихроизма
Возможность прикладывать магнитное поле к образцу в любом направлении позволило определять как величину МЛДх, так и упругий линейный дихроизм. Упругий (паразитный или ростовой) дихроизм в пленках замещенных РЗФГ может появляться, по-видимому, по двум причинам: I) Из-за неточного согласования параметров подложки и пленки, поскольку последняя может находиться в напряженном состоянии. В литературе на основании экспериментальных данных была предложена модель однородно деформированной (растяну- той или сжатой) по толщине пленки и сильно искаженного переходного слоя малой толщины [і43] . Если пренебречь влиянием тонкого переходного слоя на оптические свойства [144,145] , то в плоскостях типа (III) или (100), в такий модели не должно появляться упругого дихроизма. Появление в эксперименте этого дихроизма может быть связано как с влиянием переходного слоя, так и с неточной ориентацией плоскости подложки. В принципе разделение этих двух механизмов возможно при изучении зависимости величины упругого дихроизма от толщины пленки при последовательном уменьшении ее толщины. В случае, если причиной этого дихроизма является нарушенный тонкий слой, то уменьшение толщины не должно сказываться на величине этого эффекта, в противном случае эффект должен линейно зависеть от толщины пленки.. 2. Источником упругого ДЦ может быть, в принципе, механизм, предложенный в работе Стурджа и Ван-дер-Зила [146] , согласно которому при росте РЗЖ1 смешанного состава в определенной плоскости - редкоземельные ионы имеют тенденцию занимать определенные додека-эдрические позиции. В результате ионы редких земель оказываются неравномерно распределенными по додекаэдрам, что понижает симметрию кристалла ниже кубической. Однако такой механизм должен при-водить в первую очередь к линейному дихроизму на переходах в ионах редких земель и в меньшей степени сказываться на переходах в ионах железа, подрешетки которых, тем не менее, обладают кубической симметрией. Исследуемые образцы представляли собой эпитансиальные пленки следующих составов: y3Fts0it (по), Y2 6Bi0/,FeJ6 &а, Дг (ЮО) и \эг fyi.o8 ш ao.9S 0« 100 на пДложках из гадолиний-галлиевого граната. Отметим, что различным составам гранатов соответствуют различные постоянные решетки, которые показаны в таблице 4. Как видно из таблицы, замещение ионов Fe + на ионы &Q приводит к уменьшению постоянной решетки, в то время как ионы и г г , заместившие ионы У в додекаэдрических позициях, приводят к увеличению постоянной решетки. Наличие ионов Рґ3 в составе \УРп5[Ре а) 0іг обусловило, в отличие от других составов, примерное равенство постоянных решетки в подложке и в пленке.
Это проявилось в отсутствие упругого ДЦ в Рг -содержащем ШГ и наоборот, в присутствии большого по величине упругого Щ в ШГ и В І +-замещенном ШГ. Спектральные зависимости упругого ДЦ в ШГ при комнатной температуре для области 19 000 20 000 см" представлены на рис.28. Как видно из рисунка, в спек тре ДЦ-наблюдается ряд максимумов 19 500 см"1, 20 500 см-1, 21 100 см" и 21 700 см" . На этих же частотах наблюдаются соот- ветствующие максимумы МДЦх в чистом ШГ. Это свидетельствует о том, что в ДЦ пленок замещенных гранатов проявляются переходы в ионах железа. Таким образом, наблюдаемый нами ДЦ определяется, по всей вероятности, первым из обсуждавшихся механизмов. На показан упругий линейный дихроизм для В +-замещенных ЙФГ в области 20 300 23 000 см"1. В отличие от ШГ в 8i3+ -содержащем гранате спектр ДЦ разрешен хуже и наблюдается монотонное увеличение ЛД. Особенности соответствующих переходов в ионах железа проявляются в спектре в виде слабо выраженных перегибов. Такая картина может быть связана с наложением длинного хвоста в спектре от более высоких энергетических состояний. Введение в решетку граната существенным образом влияет, как показывают данные по спектрам поглощения и МКД [74-78, 84,9IJ , на электронную структуру граната. Это, по-видимому, отражено в спектральной зависимости ДЦ Ві3+-содержащих пленок. Эти результаты можно пока рассматривать лишь как качественные, но несомненно, что при известных величинах деформации такой метод можно использовать для изучения и интерпретации электронных уровней в пленках. Кроме того, представляется интересным разделение вкладов в ДЦ пленок эффекта нарушенного слоя и влияние однородной деформации. Спектр МДЦх был изучен нами в спектральном диапазоне от 10 000 25 000 см" . Полосы поглощения в этой спектральной области отвечают переходам между расщепленными кристаллическим полем О -состояниями ионов Fe в октаэдрических и тетраэдрических позициях [2,54,147] . В области от 10 000 до 20 000 см"1 при Т = 295 К полученные нами результаты носили контрольный характер, поскольку линейный дихроизм в этой области спектра ранее изучался в работах [14,49] . В этой области при комнатной температуре спектры МЦЦх были изучены для двух главных направлений намагниченности П\ П [iOO] и JT) Ц [ш] для кристалла в плоскости НО) в работе [l4] , но никакого анализа спектра не было проведено. Как мы уже показали, изучение пленок и монокристаллических пластинок (кривые "вп и "г" на рис.26) подтвердило полную идентичность спектров МЛДх в обоих случаях, что говорит о малом влиянии деформации пленок и на анизотропию, и величину МЛДх. В работе [l48J впервые были получены спектры МЛДх приТ = 85 К для двух главных направлений намагниченности т II [гоо] и m [но] для кристалла в плоскости (100) (см. рис.30).
Согласно принятой в [25] феноменологии, в первом случае наблюдается сумма изотропного и анизотропного МЛДх \\ +Л3 )ҐП , а во втором только изотропный МЛДх A!L ҐҐІz . По сравнению со спектром при "Т = 295 К [14] при 85 К наблюдается значительно более богатая структура, характеризующаяся сильной анизотропией. На основе теоретических представлений в [25] и полученных спектров МЛДх [148] в области 10 000 + 20 000 см х была предложена новая интерпретация спектра поглощения в иттриевом феррите-гранате, результаты которого приведены в таблице 5. При более высоких энергиях спектр МЛДх изучался в [49] , однако в поле, меньшем поля насыщения и лишь при одной неопределенной ориентации поля, что не позволяет использовать результаты этой работы для идентификации подрешеточных переходов. Нами была изучена анизотропия МЛДх при Т = 295 К для двух главных направлений намагниченности ҐП [юо] и ft) [ill] в области 19 500 25 000 см"1. На рис.31 приведены кривые, рассчитанные из экспериментально измеряемых величин (ZXz+i.5Al)ft\ и ZA M2, согласно принятой в [25] феноменологии. Там ташке приведены спектры поглощения и МКД при 80 К. Основным результатом является сильная анизотропия спектра МЛДх и изменение характера этой анизотропии для разных переходов. Согласно теоретическим рассмотрениям [25] , спектр МЛДх может быть полностью анизотропным, если справедлива чисто аксиальная модель (AM), когда поглощение света отдельным центром можно описать соотношением (1.20). В октаэдрических позициях Ц. параллельно осям типа [III] , а в.тетраэдрических осям типа [iOO] . Суммирование выражения (1.20) по ориентационно неэквивалентным центрам в пределах элементарной ячейки дает Лг = 0 для тетраэдрических ионов (или используя параметр магнитооптической анизотропии &= /( Aj )==0 ) и Л -ЛЦ для октаэдрических ионов ( CL-oo ). Как было показано в [25] , аксиальная модель может оказаться справедливой в двух случаях: I) когда некубическое расщепление орбитально вырожденных состояний существенно превосходит ширину соответствующих переходов и 2) когда состояние является орбитально невырожденным. В других случаях возможна неполная поляризация спектров МДЦх, т.е. наряду с анизотропной частью будет присутствовать также изотропная часть ШЩх. В [25] были рассмотрены лишь переходы с нижнего подуровней, основного синглетного состояния; учет переходов с других подуровней, имеющих место при высоких температурах, также должен привести к уменьшению анизотропии.
