Научно-исследовательская часть.

Научно-исследовательская часть.

1.1. Технические требования

Основными данными для расчета оптической системы устройства регистрации магнитограмм являются следующие параметры и характеристики:

Размер магнитограммы, не более – 10x10 мм.

Разрешающая способность, не менее – 100 лин/мм.

Выбор метода регистрации магнитограмм

Методы визуализации магнитных полей рассеяния носителей записи позволяют создавать визуальное представление рабочих поверхностей носителя с разрешением, достаточным для побитового исследования информации. Наиболее распространенные методы визуализации полей магнитными частицами (метод порошковых фигур; визуализации в коллоидном растворе; визуализации на ферромагнитной пленке и метод деформации (пластификации) рабочего слоя) являются разрушающими и, кроме того, носят качественный характер. Для визуализации применяют методы электронной микроскопии, использующие воздействие магнитных полей рассеяния исследуемого объекта на движение пучка электронов. Сообщалось о визуализации с помощью методов магнитооптики. Для этой цели были применены аморфные пленки GdFe, DyFe, TbFe. Пленки намагничивались полями рассеяния сигналограмм с изменением соответствующим образом направления плоскости поляризации отраженного от них света (эффект Керра) [1].

Миниатюрные датчики, применяемые для топографирования магнитных полей (Холла, индукционные и магниторезистивные), обладают невысоким пространственным разрешением и лишены свойств визуализации.

В отличие от принятого в технике магнитной записи трактования понятия «сигналограмма» как временного распределения амплитуд сигнала записи/ считывания, техника визуализации данных на магнитных носителях использует другой подход. Под магнитной сигналограммой понимается пространственное распределение амплитуд остаточной намагниченности М, что дает возможность «увидеть» данные на носителе [2]. Здесь рассмотрены те методы визуализации, которые наиболее часто используются для исследования магнитных полей рассеяния магнитных носителей.

Метод Биттера

Это самый старый из известных методов визуализации магнитных полей. Ф. Биттер использовал его для исследования магнитной структуры материалов еще в 1930г., когда еще не была сформирована теория магнитных доменов, поэтому в публикациях говорилось просто о неоднородностях в ферромагнетиках.

Рис. 1.1. Изображения доменов в монокристалле железа

То, что на полученных Биттером изображениях (рис. 1.1) были действительно домены, только в 1949г. доказали ученые одной из исследовательских лабораторий «Белл компани».

Чтобы понять суть метода, достаточно вспомнить известный школьный эксперимент, в котором на лист бумаги насыпают железных опилок, а внизу располагают магнит. В результате можно «увидеть» магнитное поле магнита, поскольку опилки выстраиваются вдоль его силовых линий.

Биттер усовершенствовал эту технологию, применив вместо опилок коллоидную суспензию магнитных частиц, каждая из которых по форме напоминает микроскопическую иглу размерами всего несколько микрон. Пребывая во взвешенном состоянии и практически не испытывая трения, такие частицы могут быстро переориентироваться в зависимости от направления приложенного поля. Если нанести на намагниченную поверхность тонкий слой суспензии, они концентрируются вдоль участков образца, где намагниченность меняет свой знак, формируя так называемые картины Биттера, которые можно наблюдать с помощью оптического микроскопа. Для достижения большего контраста образец иногда помещают в небольшое внешнее магнитное поле, направленное вдоль его поверхности [3].

Метод показан на рис.1.2. На образцах можно наблюдать изображения доменов. Для наблюдений можно используется металлографический микроскоп с увеличением 70¸ 150×.

Рис.1.2. Метод наблюдения порошковых фигур.

Для таких исследований очень хорошо иметь небольшой магнит типа показанного на рисунке 1.3. С его помощью можно создавать любое необходимое поле.

Рис.1.3. - Электромагнит, применяемый при наблюдении доменов.

Образец помещают над магнитом, наносят на него сверху с помощью пипетки одну – две капли суспензии и, наложив сверху покровное стекло, изучают образец под микроскопом (рис.1.2). Частицы суспензии притягиваются к границам между доменами, образуя здесь черные линии. На рисунке 6 приведено изображение доменов, наблюдавшихся таким способом на поверхности. Черные линии – границы доменов, а стрелки указывают направление намагниченности в отдельных доменах. Направление намагниченности проще всего определить, используя то, что она перпендикулярна полоскам, которые в большом количестве видны внутри доменов. Полоски могут появляться на неровностях или на неоднородностях концентрации сплава в образце, поскольку в этих местах возникают магнитные полюсы, или их еще называют линиями насыщения [4].

Рис. 1.4. Изображение доменов. Границы доменов обведены тушью (чёрные линии). Горизонтальной линией в середине рисунка показано, как выглядит царапина, сделанная механическим способом.

Разрешение метода определяется, в основном, размерами магнитных частиц и составом раствора, и в меньшей мере разрешающей способностью используемого микроскопа. Раньше приготовление суспензии было одним из сложнейших этапов подготовки и проведения эксперимента - получение продукта с заданными характеристиками требовало терпения и специальных навыков исследователя. Сейчас ее изготовление поставлено на промышленную основу. В лучших образцах коммерческих суспензий размеры магнитных частиц составляют порядка 10 нм, что лежит за пределом разрешающей способности оптических микроскопов. При проведении исследований с использованием таких суспензий оптические микроскопы заменяют электронными, а разрешение метода в этом случае достигает 100 нм.

Позволяя быстро и с достаточно высоким разрешением визуализировать магнитные поля, метод Биттера в то же время имеет существенный недостаток - удалить магнитную суспензию с намагниченной поверхности абсолютно невозможно, т.е. метод Биттера является разрушающим. Тем не менее, он широко применяется на практике в приложениях контроля и оценки эффективности уничтожения информации, хранящейся на магнитных носителях.

Таким образом, метод Биттера представляет собой недорогой и эффективный способ контроля уничтожения информации, обеспечивающий возможность работы даже с современными высокоплотными накопителями. К его достоинствам можно также отнести возможность визуализировать большие участки рабочих поверхностей магнитных носителей, что позволяет за один цикл измерений получить полное изображение пластины жесткого диска или дискеты. Практическое применение метода ограничивается его разрушающим воздействием, т.е. после «просмотра» носителя использовать его по прямому назначению (для хранения данных) уже нельзя.

Магнитооптические методы

Магнитооптические методы визуализации основаны на явлении поворота плоскости поляризации отраженного от намагниченного материала (эффект Керра) или проходящего через магнитооптическую среду (эффект Фарадея) света. Среди них наиболее перспективными для исследования магнитных носителей являются методы визуализации магнитных полей носителей при использовании пленок феррит-гранатов [1].

Основным элементом устройства визуализации на феррит-гранатовых пленках является магнитооптический кристалл, осуществляющий преобразование магнитных полей рассеяния носителя в световое распределение, соответствующее их величине и положению в пространстве [6]. Его структура приведена на рис. 1.8.

Рис. 1.8. Структура магнитооптического кристалла

Пленка феррит-гранатов выращивается на подложке из галий-гадолиниевого граната, верхняя грань которого просветляется для увеличения контраста наблюдаемой картины. Снизу на кристалл наносится зеркальнозащитный слой для увеличения его износостойкости и коэффициента отражения. В отсутствие внешнего магнитного поля в магнитооптическом кристалле существует пространственная лабиринтная доменная структура, причем направления намагниченности в соседних доменах противоположны и перпендикулярны поверхности кристалла. Локальное намагничивание пленки феррит-гранатов во внешнем поле происходит путем вращения вектора магнитного момента. Поэтому при помещении кристалла в магнитное поле он быстро перестраивается в соответствии с его пространственными и амплитудными характеристиками, а после снятия поля возвращается в невозмущенное (исходное) состояние [7].

На рис. 1.9. представлен вариант схемы магнитооптической визуализации, работающей в отраженном свете.

Рис. 1.9. Магнитооптическая визуализация в отраженном свете

Свет от источника собирается конденсорной линзой, проходит через поляризатор и, отражаясь от полупрозрачного зеркала, попадает на магнитооптический кристалл, прижатый к поверхности исследуемого носителя. Его поле рассеяния воздействует на феррит-гранатовую пленку и перестраивает в ней лабиринтную доменную структуру в соответствии со структурой сигналограммы. Поэтому поляризованный свет, проходя через магнитооптический кристалл, вследствие эффекта Фарадея поворачивает плоскость поляризации в зависимости от того, через какой домен кристалла проходит свет. После отражения от зеркальнозащитного слоя свет снова проходит через кристалл, и плоскость его поляризации опять поворачивается на тот же угол и в ту же сторону, что и при первом прохождении. Таким образом, двойное прохождение света через магнитооптический кристалл удваивает угол поворота плоскости поляризации света, увеличивая тем самым чувствительность к магнитному полю. Отраженный от зеркальнозащитного слоя свет проходит через полупрозрачное зеркало и анализатор (поляризационный фильтр), преобразующий модуляцию света по плоскости поляризации в модуляцию света по интенсивности, которая затем регистрируется оптическим устройством наблюдения.

Пространственное разрешение магнитооптического метода визуализации на пленках феррит-гранатов лежит в пределах от долей до единиц микрон и достигает максимума при минимальном расстоянии между кристаллом и поверхностью носителя, что объясняется быстрым затуханием поля рассеяния при увеличении этого расстояния. Из-за достаточно высокой жесткости магнитооптического кристалла метод используется преимущественно для изучения низкоплотных гибких магнитных носителей, таких как дискеты и магнитные ленты.

Поляризатор.

Поляризатором называется оптическое устройство, преобразующее проходящий через него естественный свет в поляризованный. Поляризатор, предназначенный для обнаружения поляризации, называется анализатором. Действие поляризационных приборов основано на одном из физических явлений:

а) на отражении и преломлении на границе двух диэлектриков (например, воздух – стекло);

б) двойном лучепреломлении;

в) на дихроизме (явлении различного поглощения o- и е- лучей).

В данной работе в качестве поляризаторов применяются поляроиды Н-типа, работающие на дихроизме. Поляроидом Н-типа называют прозрачный плоский полимерный материал, который состоит в основном из полимерных молекул, имеющих преимущественное направление, и окрашен веществом, обеспечивающим дихроизм пленки [14].

Линейно поляризованный свет получается при прохождении света через поляроид. Поляроид сильно поглощает световые лучи, в которых электрический вектор перпендикулярен к оптической оси. Если же электрический вектор параллелен оси, то такие лучи проходят почти без поглощения. Поэтому естественный свет, пройдя через поляроид, наполовину поглощается и становится линейно поляризованным с электрическим вектором, ориентированным параллельно оптической оси поляроида [15].

Наиболее полным методом описания поляризатора является представление в виде 4Х4-матрицы Мюллера, состоящей из 16 действительных элементов. С помощью такой матрицы можно описывать любой поляризатор, независимо от того, вносит ли он, кроме поляризации, сдвиг фаз или рассеяние и состоит ли он из одного слоя или из многих слоев. Если рассеяние отсутствует, то можно применять 2Х2-матрицу Джонса.

Метод Мюллера представляет собой матричное описание светового пучка и оптического устройства, через которое проходит свет, и позволяет вычислить результат взаимодействия света с этим устройством. Обычные методы становятся чрезвычайно громоздкими, когда число поляризаторов или фазовых пластинок велико. Преимущества метода Мюллера состоят в том, что он дает возможность: а) сконцентрировать все необходимое для описания пучка света параметры в едином выражении, б) записать в едином выражении все параметры поляризатора или фазовой пластинки и в) получить результат взаимодействия света с системой различных оптических элементов (поляризаторы, фазовые пластинки, рассеивающие устройства) путем простого перемножения соответствующих выражений по определенным правилам [16].

Пучок света описывается вектором Стокса, определяемым четырьмя параметрами I, M, C, S, которые связаны с интенсивностью. Этот вектор записывается обычно в виде вертикального столбца или в виде горизонтальной строки:

Параметр Iназывается интенсивностью, параметры M, Cи Sназываются соответственно параметром преимущественной горизонтальной поляризации, параметром преимущественной поляризации под углом +45⁰ и параметром преимущественной правоциркулярной поляризации. Когда параметр имеет отрицательную величину, это значит, что преимущественной является ортогональная форма поляризации.

Матрица Мюллера поляроида записывается следующим образом:

Однако, в более точном представлении поляроид представляет собой однородный нерассеивающий недеполяризующий недвупреломляющий поляризатор с главными значениями пропускания τ ₁=0, 8 и τ ₂=0, 0003 с горизонтальной осью пропускания, поэтому его матрица имеет вид:

Если свет проходит три оптических устройства, необходимо использовать три матрицы и произвести три умножения. Если эти три матрицы обозначить через [M₁], [M₂] и [M₃], а через [V_i] – вектор Стокса падающего света, то процедуру определения вектора Стокса [V_e] выходящего света схематически можно записать следующим образом:

Таким образом, выпишем матрицы Мюллера для каждого оптического элемента и найдем вектор Стокса на выходе.

Магнитооптический кристалл

Осуществляет модуляцию по амплитуде, вращает плоскость поляризации (модуляция поляризации) на определенный угол.

Магнитооптические эффекты можно разделить на две основные группы: эффекты, наблюдаемы при прохождении света через магнитооптический материал, и эффекты, при отражении света от поверхности магнитооптического материала. В данной работе применяется эффект первой группы.

Эффекты первой группы связаны с двойным круговым преломлением, т.е. с различием комплексных показателей преломления право- и левополяризованных по кругу волн. Действительная часть двупреломления описывает поворот плоскости поляризации, а мнимая его часть, - превращение линейно поляризованного излучения в эллиптически поляризованный. Если линейно поляризованную волну представить как сумму право- и лево- поляризованных по кругу волн, то первый из упомянутых эффектов будет связан с различием скоростей их распространения, а второй – с различием их коэффициентов поглощения.

Если свет распространяется через магнитооптический материал параллельно вектору его намагниченности, то наблюдается магнитное круговое двупреломление, носящее название эффекта Фарадея. Эффект Фарадея пропорционален пути светового пучка в магнитоупорядоченной среде

где - удельное фарадеевское вращение; - длина пути в магнитной пленке феррит-граната, α – угол между направлением распространения излучения и вектором намагниченности М.

Таким образом, плоскость поляризации поворачивается на угол:

Магнитную пленку феррит граната можно представить, как фазовую пластину, описываемую матрицей Мюллера:

где

Анализатор.

Анализатор – устройство, предназначенное для анализа характера поляризации света. В данной работе применяется линейный анализатор – служащий, для обнаружения линейно поляризованного света и определения угла наклона его плоскости поляризации.

Рис. 1.14.

Два поляроида поставлены друг за другом, так что их оси ОА₁ и ОА₂ образуют между собой некоторый угол α (рис. 1.14). Первый поляроид пропустит свет, электрический вектор Е₀ которого параллелен его оси ОА₁. Обозначим через I₀ интенсивность этого света. Разложим Е₀на вектор Е_||, параллельный оси ОА₂ второго поляроида, и вектор Е_┴, перпендикулярный к ней (Е₀=Е_||+Е_┴). Составляющая Е будет задержана вторым поляроидом. Через оба поляроида пройдет свет с электрическим вектором Е Е_||, длина которого Е= Е₀cos α. Интенсивность света, прошедшего через оба поляроида, будет

Закон Малюса – для любого поляризатора и анализатора.

Матрица Мюллера имеет вид для анализатора тот же, что и для поляризатора, т.к. применяется точно такой же поляроид:

Нормированный вектор Стокса падающего света в данном случае представляет собой:

Теперь перемножим матрицы Мюллера и вектор Стокса:

Итак, видно, что интенсивность в системе поляризатор-МОК-анализатор составляет 0.637 от интенсивности входного оптического сигнала.

Интенсивность света I^* на выходе МО прибора определяется следующим образом [1]:

где C – коэффициент, учитывающий оптические потери в поляризаторе и анализаторе, а также потери на отражение I₀ – интенсивность падающего на поляризатор излучения, - коэффициент оптического поглощения МО среды, h – толщина пленки, - коэффициент, учитывающий неполноту погасания в системе поляризатор – МО среда – анализатор, Фпа – угловое отклонение от положения погасания в системе поляризатор – анализатор, - удельное фарадеевское вращение, - угол падения излучения.

Контраст изображения K определяется следующим выражением

Оптическая эффективность η определяется по формуле

Приведенные графики зависимости K(Ф_па) на рис.1.15 (при толщине пленки hравной 4 мкм), и K(h) на рис. 1.16 (при Ф_па равным 5 град.) показывают, что контраст получаемого изображения определяется отклонением от положения погасания и достигает максимального значения при значении .

Максимальная чувствительность к управляющему полю достигается при равной 45 град., при этом

Рис. 1.15. Угловая зависимость контраста изображения при отклонении поляризаторов от положения скрещивания при различных значениях

Рис. 1.16. Зависимость контраста изображения от толщины пленки феррит-граната

Для получения максимальной чувствительности толщина пленки определяется следующей зависимостью

Оптический КПД тем выше, чем меньше оптическое поглощение и сильнее эффект Фарадея, другими словами, чем выше магнитооптическая добротность

Феррит-гранаты

1.4.1.1 Кристаллическая структура и параметры решетки.

Феррит-гранаты описываются общей формулой {Σ R_i}₃ [Fe, Me]₂(Fe, D)₃О₁₂, где элементы в фигурных скобках соответствуют додекаэдрической, в квадратных — октаэдрической и в круглых — тетраэдрической подрешеткам граната; R_i – редкоземельные элементы: кальций, висмут, свинец; Me — элементы, замещающие железо в а-подрешетке (скандий, индий, титан, алюминий, галлий, свинец, редкоземельные элементы с малым ионным радиусом); D — элементы, замещающие железо в d-подрешетке (ванадий, кремний, германий, галлий, алюминий). Феррит-гранаты обладают структурой с кубической симметрией. Анионы кислорода образуют кубическую плотную упаковку, пустоты в которой заполняют меньшие по размерам катионы. Тетраэдрическую, октаэдрическую и додекаэдрическую подрешетки образуют катионы, окруженные четырьмя, шестью и восемью анионами кислорода соответственно. В одной формульной единице граната содержатся три додекаэдрические, две октаэдрические и три тетраэдрические позиции.

Поскольку магнитооптически активный ион Bi³⁺ имеет большой радиус (параметр решетки гипотетического граната Bi₃Fe₅O₁₂ равен 1, 262 нм), при использовании традиционной подложки из Gd₃Ga₅О₁₂ (ГГГ, а_ГГГ = 1, 2383 нм) вместе с висмутом в состав МПФГ вводят элементы с малым ионным радиусом (Lu³⁺, Yb³⁺, Tm³⁺, Al³⁺, Si⁴⁺). В противном случае необходимы подложки с большим a_s, например Nd₃Ga₅O₁₂ (НГГ, а_НГГ = 1, 2509 нм) или Sm₃Ga₅O₁₂ (СГГ, асгг = 1, 2436 нм). Однако НГГ и СГГ недостаточно прозрачны, поэтому было предложено использовать подложки (Gd, Ca)₃(Mg, Zr, Ga)₅O₁₂(ГКМЦГГ). Они прозрачны, как ГГГ, но a_s в них можно изменять от 1, 2380 до 1, 2560 нм путем варьирования содержания Са, Mg и Zr, получая при этом монокристаллы высокого качества с однородным распределением компонентов. Наиболее высококачественны подложки состава Gd_{2, 67}Ca_{0, 33}Ga_{4, 03}Mg_{0, 32}Zr_{0, 65}O₁₂ с а_s= 1, 2495 нм [1].

Оптическое поглощение.

Беспримесные монокристаллы феррит-гранатов в области длин волн 1—6 мкм имеют окно прозрачности, где коэффициент оптического поглощения α очень мал (≤ 0, 1 см^-1). Однако в этом интервале могут присутствовать несколько узких пиков поглощения, связанных с электронными переходами в ионах R³⁺ в с-подрешетке (исключение составляют ионы Lu³⁺, Y³⁺, Gd³⁺ и La³⁺). В окне прозрачности поглощение определяется примесями и разного рода несовершенствами образцов. При λ < 1 мкм поглощение в феррит-гранатах обусловлено электродипольными переходами в ионах железа. В области λ = 10÷ 100 мкм поглощение феррит-гранатов весьма интенсивно и связано с колебательным спектром молекул. При λ > 100 мкм вплоть до СВЧ диапазона феррит-гранаты обладают высокой прозрачностью, а уровень поглощения в них определяется дефектами кристаллической решетки. Для задач прикладной магнитооптики основной интерес представляют видимая и ближняя ИК области спектра.

Пики поглощения, связанные с электронными переходами в редкоземельных ионах, присутствуют и в спектрах немагнитных гранатов (рис. 1.17), что ограничивает их применимость в качестве подложечных материалов.

Рис. 1.17. Спектры пропускания ГГГ (1), СГГ (2), НГГ (3) и КНГГ (4)

Спектры поглощения феррит-гранатов в видимом и ближнем ИК диапазоне определяются суперпозицией вкладов от внутриионных электродипольных переходов Fe3+ в кристаллическом поле с типичной силой осциллятора (пропорциональной площади соответствующего пика поглощения) f≈ 10^-5 и значительно более интенсивных и широких переходов межионного типа с обменом заряда в области v> 20 000 см^-1 с типичной силой f≈ 10^-3 (рис.1.17).

Рис.1.18. Спектр поглощения монокристалла Y₃Fe_{3, 85}GA_{1, 15}O₁₂

Внутриподрешеточные парные переходы в ионах Fe³⁺ и переходы с переносом заряда ответственны за оптическое поглощение в диапазоне λ ≤ 0, 45 мкм. В видимом диапазоне доминирующий вклад в а вносят два перехода в кристаллическом поле а- и d-подрешеток (рис. 1.18, 1.19). Эти переходы обусловливают поглощение, которое для беспримесного монокристалла Y₃Fe₅О₁₂ составляет 620 см^-1 при λ =0, 633 мкм. Уменьшить это значение можно, лишь замещая железо диамагнитными ионами (рис. 1.19). Однако при большом содержании таких ионов снижается обменное взаимодействие, что приводит к сильному изменению большинства магнитных и магнитооптических параметров. Введение в состав граната ионов магнитных переходных металлов либо вызывает появление новых переходов, либо влияет на переходы Fe³⁺, что в любом случае приводит к росту α.

Рис. 1.19. Спектры поглощения МПФГ системы Y₃Fe_5-хGA_хO₁₂при 295 К.

Другим фактором, сильно влияющим на поглощение феррит-гранатов, является температура. С ее ростом край окна прозрачности смещается в область больших значений длин волн, что обусловлено двумя причинами: слабым смещением центра переходов в ИК область и уширением пиков поглощения (рис. 1.20), причем второй механизм доминирует.

Рис. 1.20. Спектры поглощения МПФГ (Bi, Gd)₃(Fe, Ga)₅O₁₂ при различных температурах, К: 1— 293; 2 — 373; 3 — 473; 4 — 573.

Фарадеевское вращение.

Введение диамагнитных ионов в феррит-гранаты в общем случае влияет на магнитные и магнитооптические свойства за счет разбавления соответствующих подрешеток.

В удельное фарадеевское вращение самый большой вклад вносят ионы Bi³⁺. Он в несколько раз выше, чем вклад наиболее магнитооптически активных редкоземельных ионов Рг³⁺ и Nd³⁺. Все остальные редкоземельные ионы дают одинаковый по порядку величины вклад в θ _F (табл. 1.1), причем другого знака, чем Bi³⁺, Рг³⁺и Nd³⁺. В связи с этим удельное фарадеевское вращение в Bi-содержащих МПФГ слабо зависит от типа редкоземельного иона.

Таблица 1.1. Фарадеевское вращение и МО коэффициенты

Состав	λ, мкм	θ _F, град/см	A, град/µв	D, град/µв	C, град/µв
Y₃Fe₅О₁₂	1, 152		50±3	29 ± 2
Eu₃Fe₅О₁₂	1, 152		55±3	33 ±2
Gd₃Fe₅О₁₂	1, 152		42, 4 ±1, 8	27, 1 ±1, 3	1 ±0, 2
Tm₃Fe₅О₁₂	1, 152		23 ±7	12 ± 6	20±4
Tb₃Fe₅О₁₂	1, 152		9 ± 15	10± 11	84, 4 ±2, 5
Y₃Fe₅О₁₂	0, 633		493, 9	321, 3
Y₃Fe₃_{, 07}Ga₁_{, 93} О₁₂	0, 633		300, 1	203, 1
Y_{2, 3}₅Bi_{0, 65}Fe₅ О₁₂	0, 633	12 600	419, 5	799, 5
Y_1,₉₇Bi_1,₀₃Fe₅ О₁₂	0, 633	19 300	876, 3	1394, 1

Рис. 1.21. Спектры удельного фарадеевского вращения МПФГ системы R_3-_хBi_хFe₅O₁₂ с различным содержанием висмута

Спектры θ _F (λ ) для МПФГ (R, Bi)₃Fe₅O₁₂ при T = 295 К приведены на рис. 1.21, откуда видно, что в области λ < 0, 450 мкм (где знак эффекта Фарадея положительный) в отличие от области λ > 0, 450 мкм значения θ _F при большом содержании Bi достигают нескольких сотен тысяч градусов на сантиметр, т. е. сравнимы со значениями θ _F в металлических ферромагнетиках. Спектры θ _F для поликристаллических пленок, полученных катодным распылением, практически совпадают со спектрами МПФГ идентичного состава. Индуцированный висмутом вклад в θ _F имеет независимо от его содержания одинаковую спектральную зависимость (рис. 1.22), описываемую соотношением θ _F~λ ²λ ₀²/(λ ²-λ ₀²)², характерным для переходов с диамагнитной формой линии.

Рис. 1.22. Спектры удельного фарадеевского вращения Bi-содержащих МПФГ: 1 –Gd_{1, 35}Bi_{1, 65}Fe₅O₁₂(χ =10); 2 – Lu_{1, 29}Bi_{1, 71}Fe₄Ga₁O₁₂(χ =6, 8); 3 - Lu_{1, 91}Bi_{1, 09}Fe_{3, 95}Ga_{1, 05}O₁₂ (χ =4).

Намагниченность насыщения.

Намагниченность насыщения M_s феррит-гранатов определяется магнитными моментами подрешегок. Магнитные моменты а- и d-подрешеток в первом приближении противоположно направлены, поэтому если в с-подрешетке нет магнитных ионов, то равна разности намагниченностей этих подрешеток, а если в с-подрешетку входят магнитные редкоземельные ионы, то к этой разности добавляется намагниченность с-подрешетки, направленная для всех ионов, кроме Nd³⁺ и Рr³⁺, противоположно намагниченности d-под- решетки. Значения M_s для ряда простых феррит-гранатов приведены в табл. 1.2.

Таблица 1.2. Параметры феррит-гранатов R₃Fe₅О₁₂ (T=300 К)

R	Ms, кА/м
Sm	133, 3
Еu	93, 3
Gd	4, 5
Tb	15, 6
Dy	29, 9
Y	140, 6
Но	70, 2
Еr	98, 8
Тm	111, 1
Yb	123, 7
Lu	144, 4

Магнитная анизотропия.

Константа одноосной анизотропии в МПФГ имеет ростовую K_одн.ри K_одн.м магнитострикционную компоненты. Магнитострикционный компонент определяется соотношением:

где Е — модуль Юнга и ν _П — коэффициент Пуассона; — рассогласование параметров решетки пленки и подложки в направлении нормали к пленке.

Ростовый компонент одноосной анизотропии МПФГ в общем случае возникает вследствие нестатистического упорядочения ионов в структуре граната:

- редкоземельных ионов в с-подрешетке (в Sm- и Еu-содержащих МПФГ) K_одн.р> 0, а в Рr- и Nd-содержащих МПФГ K_одн.р< 0);

- немагнитных ионов в с-подрешетке, например Bi³⁺ и РЬ²⁺, вызывающих упорядочение ионов Fe³⁺ в а- и d-подрешетках;

- ионов переходных металлов в а- и d-подрешетках (в Со- и Ir-содержащих МПФГ K_одн.р> 0, а в Ru-содержащих K_одн.р< 0);

- немагнитных ионов в а- и d-подрешетках, вызывающих упорядочение ионов Fe3+.

В Bi-содержащих МПФГ доминирует второй из перечисленных механизмов наведенной ростовой анизотропии, причем K_одн.рможет достигать 20 кДж/м³. Эти пленки характеризуются одновременно высокими подвижностью доменных стенок, скоростью насыщения и содержанием висмута, что позволяет рассматривать их как лучший материал для быстродействующих МО устройств.

Ортоферриты.

Ортоферриты описываются общей формулой RFeО₃, где R — редкоземельные элементы, и относятся к классу слабых ферромагнетиков. Эти материалы близки к антиферромагнетикам, т. е. магнитные моменты подрешеток в них почти полностью скомпенсированы. Намагниченность ортоферритов весьма мала и определяется только слабой неколлинеарностью магнитных моментов подрешеток. В связи с этим энергия полей размагничивания в ортоферритах на два-три порядка меньше энергии анизотропии. Ортоферриты являются орторомбическими кристаллами. Они являются оптически двуосными и обладают большим двупреломлением. Если падающая на продольно намагниченный кристалл ортоферрита волна линейно поляризована, то на выходе из кристалла волна становится эллиптически поляризованной, при этом большая ось эллипса повернута на угол θ _Э по отношению к направлению линейной поляризации падающей волны. θ _Э является осциллирующей функцией длины волны. Двупреломление ортоферритов существенно ограничивает углы поворота плоскости поляризации при распространении света вдоль оси слабого ферромагнетизма. При λ = 0, 63 мкм, где прозрачность ортоферрита достаточно высока, значение θ не превышает 1, 5—2°. Это приводит к невысокому оптическому контрасту наблюдаемых с помощью эффекта Фарадея доменных структур. Для ортоферритов оптические оси, при распространении света вдоль которых влияние двупреломления на θ исчезает, лежат в плоскости (100) и на длинах волн 0, 63 и 1, 15 км составляют с осью (001) углы 52 и 47° соответственно. Вследствие этого имеется ненулевая проекция слабого ферромагнитного момента этих кристаллов на направление их оптических осей.

При рассмотрении спектров поглощения ортоферритов и их особенностей удобно проводить параллели с оптическими спектрами поглощения Y₃Fe₅O₁₂. На рис. 1.24 приведены спектры поглощения монокристаллов Y₃Fe₅O₁₂ (кривые 1) и YFe0₃ (кривые 2) в широком спектральном диапазоне. Для обоих материалов в области λ < 0, 5 мкм поглощение весьма велико (α > 10³ см^-1). Механизм такого поглощения связан с переходами с обменом зарядом между кислородом и ионами железа. В диапазоне 0, 5—1, 2 мкм у обоих материалов наблюдаются хорошо разрешенные полосы поглощения с интенсивностью 10²—10³ см^-1, соответствующие электродипольным переходам ионов Fe³⁺ в кристаллическом поле. В ортоферритах, в структуре которых есть лишь октаэдрический тин окружения ионов Fe³⁺ ионами кислорода, число этих полос меньше, а промежутки между ними выражены более ярко, чем в феррит-гранатах, имеющих окта- и тетраэдрический тип окружения ионов Fe³⁺ ионами кислорода. В области 1, 2—6 мкм для ортоферритов, как и для феррит-гранатов, имеет место окно прозрачности, где поглощение мало (α < 1 см^-1) и определяется примесями и разного рода несовершенством образцов. В области 10—100 мкм поглощение весьма интенсивно и связано с колебательным спектром молекул ортоферрита. Высокочастотный край этой области у ортоферритов несколько сдвинут в сторону длинных волн. В области > 100 мкм вплоть до СВЧ диапазона ортоферриты, как и феррит-гранаты, обладают высокой прозрачностью, а уровень поглощения в них малочувствителен к дефектам кристаллической решетки.

Предыдущая12 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 Следующая