книги из ГПНТБ / Физика магнитных диэлектриков

«Диамагнитная» константа Верда составила УД1Ш[ =

=0.15 мин. /см -э для длины волны 5700 Â.

Представляет интерес также проведенное в этой работе сравнение температурного хода магнитной восприимчи­ вости и ЭФ, показанное на рис. 5.27. В изученном интер­ вале температур наблюдалось хорошее совпадение ре­ зультатов по ЭФ и восприимчивости. Этот факт свидетель­ ствует о том, что для использованной длины волны света ЭФ определяется в преобладающей степени магниторезо­ нансным вращением, а вклад гироэлектрического меха­ низма мал.

Исследования МКД

Мы видели в предыдущем разделе, что иссле­ дования ЭФ позволяют по наблюдаемой дисперсии кос­ венно судить о положении, интенсивности и расщеплении полос поглощения, ответственных за величину эффекта и его дисперсию. Если вспомнить, что параметры электрон­ ных переходов могут сильно зависеть от температуры и магнитного упорядочения, то становятся понятными трудности при попытке однозначно связать оптические явления, в данном случае ЭФ, с магнитным поведением кристалла.

По-видимому, более падежная связь может быть уста­ новлена при изучении линейного по магнитному полю или намагниченности эффекта МКД — магнитного круго­ вого дихроизма. Этот эффект может оказаться особенно эффективным при использовании метода моментов ли­ ний [78]. Не останавливаясь здесь подробно на деталях метода, укажем, что изучение МКД моментов, в противо­ положность исследованиям ЭФ, имеет ряд преимуществ. Во-первых, метод МКД моментов автоматически учитывает изменения с температурой положения, формы и интенсив­ ности изучаемых полос поглощения. Во-вторых, для пара­ магнитных ионов с орбитально-невырожденным основным состоянием имеется два температурно-зависимых вклада как в ЭФ, так и в МКД, связанных со спин-орбитальиым рас­ щеплением возбужденного состояния и со спип-орбиталь- ным смешиванием основного и возбужденных состояний.

ЭФ не позволяет разделить эти два механизма, но они могут быть в принципе изучены раздельно посредством первого и нулевого моментов МКД спектров. Кроме того,

430

первый момент МКД спектра для антиферромагпитпоупорядочеиного кристалла позволяет найти орбитальный момент возбужденного состояния.

Однако до настоящего времени МКД изучался лишь в отдельных антиферромагнетиках, что можно объяснить как традиционной привязанностью исследователей к ЭФ, так и более высокими требованиями к мето­ дике МКД.

Недавно было выпол­ нено изучение МКД с помощью метода момен­ тов для антиферромаг­

структура этих кристал­ лов описывается груп­ пой Djjj, спины ионов Ni2+ антиферромагнитно упорядочены в слоях и имеется очень слабое взаимодействие ионов в соседних слоях, так что этот класс антиферро-

магнетиков представляет собой почти идеальный пример двумерной магнитной структуры. Наиболее подробно был исследован кристалл Rb2NiF4 (TN=90.7oK). В экспери­ ментах по наблюдению МКД магнитное поле было на­ правлено вдоль тетрагональной оси кристалла. Вдоль этой же оси ориентируются спины двух антиферромагнитных подрешеток ниже 2Дг- Д ля исключения возможной неточной ориентации кристалла, приводящей к паразит­ ному кристаллографическому двупреломлению, эффект измерялся при двух знаках внешнего магнитного поля.

431

Ыа рис. 5.28 показаны оптическое поглощение и спектр МКД электронного перехода 3Д 2 -> 1Tt, 3Т\ Rb2NiF4 при двух температурах выше Тц. Выше Тn спектры изме­ нялись в основном за счет «вымораживания» красного крыла липни поглощения. Очень сильные изменения на­ блюдались в спектре МКД ниже Гм, где «парамагнитный»

-М>йѴ0<* оі .у‘эже/'г

Рлс. 5.29. Температурное пзмепегше магнитной восприимчивости (а), пулевого (б), первого (в) и второго (с) моментов МКД перехода aAag~* 3Т'ід в RlpNiF.,.

Поназапы расчетпые зпачеппя первого момента МКД в антпферромагіштноіі (крестики) и парамагшгшой (точки) областях; 0 = 2 3 1 ° К.

вклад в МКД от противоположно ориентированных под­ решеток оказывается практически скомпенсированным и паблюдается в основном «диамагнитный» вклад, происхо­ дящий от зеемаповского расщепления основного и возбу­ жденного состояний во внешнем магнитном поле. При по­ нижении температуры «диамагнитный» МКД очень сильно возрастает за счет сужения отдельных компонент полосы поглощения и роста спонтанной намагниченности под­ решеток.

432

На рис. 5.29 показаны температурные измепеиия маг­ нитной восприимчивости, нулевого, первого и второго моментов МКД изученного перехода. Теоретически было показано, что коррелировать с температурной зависи­ мостью восприимчивости должен первый момент МКД. Наблюдаемое расхождение в положении максимумов было объяснено вкладом в интенсивность перехода ХГ“, 3Т\ фононов различной симметрии. Требуются, очевидно, дальнейшие исследования МКД магнптоупорядочепиых кристаллов для выяснения основных причин, дающих вклад в МКД различных переходов парамагнитных ионов.

со структурой рутила FeF2 (Гм =78.4° К). Измерения при разных полях и температурах позволили дать надежную идентификацию линий, определить значения "-факторов как для простых, так и для комбинированных переходов

КВАДРАТИЧНЫХ МАГНИТООПТИЧЕСКИХ ЯВЛЕНИИ

Имеется значительно меньше эксперименталь­ ных исследований квадратичных магнитооптических яв­ лений магнитного двупреломления (ЭКМ) и магнитного линейного дихроизма (МЛД). Эти исследования начали развиваться после того, как в ряде кристаллов был обна­ ружен значительный эффект магнитного двупреломления, сравнительно легко поддающийся измерению, и стало ясно, что метод может быть широко применен для изуче­ ния магнитных кристаллов. Возможные микроскопиче­ ские механизмы квадратичных эффектов — обменное взаимодействие, спин-орбитальное расщепление и др. рас­ сматривались в § 6 данной главы, но в настоящее время многие закономерности этих явлений (величина и анизо­ тропия, температурная зависимость) недостаточно хо­ рошо поняты. В этом параграфе рассмотрим основные экспериментальные результаты, полученные на соедине­ ниях двухвалентного европия, ферритах-гранатах, анти­ ферромагнетиках со структурой рутила и некоторых других кристаллах.

433

Соединения двухвалентного европия

Значительное магнитное двупреломление на­ блюдалось в парамагнитном кристалле EhF2 [51]. В синей области спектра вблизи края поглощения оно составляло Д?г — 2 -ІО-1 при 15° К в поле 20 кэ. Полевая зависимость показывает, что эффект растет с полем квадратично. Боль­

На рис. 5.29, б показано изменение ЭКМ в магнитном поле в EuSe вблизи края поглощения. В насыщении был до­ стигнут эффект Ап — 10" 2 [51], что является максималь­ ным значением для всех изученных к настоящему времени кристаллов. В окисле европия ЕпО на длине волны 1 0 . 6 мкм в жидком гелии магнитное двупреломление также оказалось очень сильным — Ап ~ ІО-2 [81].

Изучение края поглощения в EuSe в поляризованном свете показало, что его положение различно как для света

спротивоположной круговой поляризацией (что приводит

кЭФ), так и для поляризованного параллельно и перпен­ дикулярно намагниченности (в результате чего возникает

ЭКМ) [51].

Детальная информация об энергетической структуре соединений европия может быть получена при изучении дифференциальных магнитооптических явлений МКД и МЛД в области полос интенсивного поглощения. Как можно видеть из рис. 5.17, структура полос поглощения не разрешена даже при низких температурах. Однако спектры МКД и МЛД дают хорошо разрешенные пики в пределах отдельных полос, которые интерпретируются как компоненты спин-орбитальпого расщепления і.1д- и е^-уровней (рис. 5.18). По-видимому, существенный вклад в расщепление полос должно вносить обменное взаимо­ действие, о величине которого можно судить по сдвигу полос (1000 см-1), при магнитном упорядочении [47]. На влияние обменного взаимодействия указывает также ано­ мальное изменение интенсивности отдельных линий в

Ферриты со структурой граната

О визуальном наблюдении магнитного двупреломления света в ферритах-гранатах было сообщено в первых, работах по оптическим свойствам этих кристал-

434

Рис. 5.30. Анизотропия магнитного двупреломлепия в кубиче­ ских ферритах-гранатах. -

ориентации намагниченности было дано в § 5 настоящей главы.

В табл. 5.11 приведены результаты по измерению маг­ нитного двупреломлепия в гранатах [83]. Эти значения былиполучены при ориентации намагниченности вдоль осей четвертого и третьего порядков и при распространении света перпендикулярно намагниченности. Отношение этих д вух значений двупреломления дает параметр магнито-

435

оптической анизотропии а. Отличие а от единицы говорит о том, что в оптическом отношении гранаты являются дву­ осными кристаллами. При комнатной температуре гра­ наты по параметру а разделяются па две группы: в ферри­ тах самария и европия а <С 1, в остальных гранатах а > 1. Даже в нттрневом феррите-гранате, где ионы магнитного трехвалентного железа находятся только в s-соетояиии,

Рпс. 5.31. Температурная зависимость параметра магнитоопти­ ческой апизотрошш а в ферритах-гранатах.

магнитооптическая анизотропия оказывается значитель­ ной: при комнатной температуре а =1.34. Интересно от­ метить, что аналогичное отношение для упругих постоян­ ных в Y3Fe50 12 равно 0.95, т. е. кристалл упругоизотропеи с точностью 5% [85]. Аналогичное отношение для фотоупругих постоянных равно 1.8 [86].

Магнитное двупреломление гранатов оказывается сильно зависящим от температуры. Оно было измерено от 77° до точки Кюри Тс — 5.50-А5800 К в ферритахгранатах самария, европия, гадолиния, тербия, диспро­ зия, гольмия и иттрия [83]. С понижением температуры магнитное двупреломлепие сильно возрастает, достигая в отдельных гранатах Ап — 10 ~3. С температурой изме­ няется и параметр а, на рис. 5.31 показано его изменение

436

для изученных ферритов-гранатов. Сравнивая результаты иттрнсвого и редкоземельных гранатов, можно заключить, что вклад редкоземельной подрешетки сильно возрастает с понижением температуры. При повышении температуры и приближении к точке Кюри параметр а во всех гранатах стремится к единице, т. е. гранаты становятся оптически изотропными.

Мы видим, что ферриты-гранаты представляют собой интересный пример настраиваемых оптических кристал­ лов, где величина двупреломления, положение оптических осей и фазовая скорость различно поляризованных лучей может в широких пределах меняться за счет ориентации намагниченности, изменения температуры, а также путем приготовления составов с различной концентрацией ионов в подрешетках.

Движение оптических осей можно рассмотреть на ос­ нове рис. 5.4. Наибольшие изменения происходят в гра- 'иате диспрозия Dy3Fe50 12, где оптические оси совершают при изменении температуры полный оборот: они последо­ вательно переходят из плоскости (001) в плоскость (110), потом в (110) и затем возвращаются в плоскость (001). Большое вращение осей наблюдается в гранатах гольмия и тербия вблизи точки магнитной компенсации.

Хотя экспериментальные данные и показывают связь магнитного двупреломления с намагниченностью под­ решеток, в настоящее время об этой связи мы можем судить только косвенно. Трудности в интерпретации возникают уже для наиболее простого в магнитпом отношении иттриевого феррита-граната, где вклад в двупреломление от октаэдрической и тетраэдрической нодрешеток может быть различным. Трудности возрастают для редкоземельных гранатов, имеющих три или более магнитных подрешеток.

Большая анизотропия магнитного двупреломления сви­ детельствует также о том, что его величина зависит не только от обменного взаимодействия, вклад которого должен быть изотропным, но и от анизотропных взаимо­ действий, например спин-орбитального. Для выяснения вкладов отдельных механизмов необходимы дальнейшие экспериментальные исследования двупреломления и МЛД не только в областях прозрачности, но и в районе полос поглощения в видимой и ультрафиолетовой областях спектра, где лежат электронные переходы, определяющие магнитооптические явления.

437

Т а б л и ц а 5.12

В работах [88, 891 для нахождения чисто магнитного вклада было предположено, что решеточное двупреломление меняется следующим образом:

где а и с — параметры тетрагональной решетки.

Рис. 5.32. Температурная зависимость двупреломлеиия света в кристаллах со структурой рутила.

Справедливость такого рассмотрения подтверждается тем, что в широком интервале величина. М не зависит от температуры. Такое разделение показало, что в магнито­ упорядоченных фторидах в районе температуры Нееля

439