Все рассмотренные выше материалы, способные намагничиваться в магнитном поле, так называемые магнетики, можно разделить на две группы: магнитомягкие и магнитотвердые.

К первым относятся магнитные материалы с малой коэрцитивной силой (H_с < 800 А/м) и высокой магнитной проницаемостью. Они дос­тигают насыщения в слабых магнитных полях, имеют узкую петлю гис­терезиса и, следовательно, малые потери на перемагничивание.

К магнитотвердым материалам относятся материалы с большой ко­эрцитивной силой (H_с > 4 кА/м). Предельные значения величин коэрци­тивной силы для материалов первой группы составляют менее 1 А/м, а для материалов второй группы, магнитотвердых, коэрцитивная сила может превышать 500 кА/м.

В качестве магнитомягких материалов наиболее широко использу­ются никель-цинковые и марганец-цинковые ферриты, которые кри­сталлизуются в структуре шпинели и представляют собой твердые рас­творы замещения NiO-Fe₂O₃-ZnO-Fe₂O₃ и MnO-Fe₂O₃-ZnO-Fe₂O₃. Ха­рактеристики некоторых марок ферритов представлены в табл. 2.2.

27. Магнитооптические тонкопленочные эффекты. Эффект Фарадея. Феррит-гранаты

Поляризация света

Конкретные свойства материальной среды задаются в макроскопи­ческой теории магнитооптических явлений видом тензоров εij и μij . Решение волнового уравнения можно записать в форме

E(r,t) = E₀ехр[i(ωt - kr)]. (5.11)

Аналогичное выражение можно записать и для составляющей магнит­ного поля волны B(r,t)=B₀ехр[i(ωt - kr )], (5.12) где k —волновой вектор, определяющий направление распростране­ния волны, ω— частота, t — время; r — радиус-вектор.

Так как Е и В перпендикулярны друг другу, то для полной харак­теристики поляризации света достаточно задать один из них.

Плоскость, проходящая через векторы Е и k , называется плоско­стью поляризации. Электромагнитная волна, в которой плоскость поля­ризации не изменяется в процессе распространения, называется линей­ной, или плоскополяризованной.

Общим случаем поляризации света является эллиптическая поля­ризация, при которой вектор Е описывает в процессе распространения электромагнитной волны в пространстве эллипс в плоскости, перпенди­кулярной направлению k . Если смотреть навстречу движению волны, то вектор Е может обходить эллипс как по часовой стрелке, так и про­тив. В первом случае свет называется правополяризованным, во вто­ром — левополяризованным. Это различие весьма важно для магнитооп­тики, поскольку право- и левополяризованные волны по-разному взаимо­действуют с магнетиками и имеют различные фазовые скорости в них.

С точки зрения квантовой механики понятие поляризации света связано с наличием спинового момента у фотона. Фотоны, как частицы с нулевой массой, могут находиться в двух состояниях со значением спина ±h , направленного вдоль волнового вектора фотона. Такие фото­ны обладают круговой поляризацией. Состояние ±h описывает фотоны с левой (правой) круговой поляризацией.

Магнитооптические эффекты

Магнитооптические эффекты можно разделить на две основные группы: эффекты, наблюдаемые при прохождении света через магнетик, и эффекты при отражении света от поверхности магнетика. В намагниченной среде показатели преломления право- и левополяризованного по кругу света различаются. Если свет распространяется параллельно вектору его намагниченности I_M, это различие в показате­лях преломления проявляется во вращении плоскости поляризации ли­нейно-поляризованного света. Этот эффект называется эффектом М. Фарадея. Угол поворота плоскости поляризации Ф_F пропорциона­лен пути d светового луча в магнитоупорядоченной среде

Ф _F = θ_F * d (5.13)

где θ_F — удельное фарадеевское вращение — угол поворота плоскости поляризации световой волны на единицу длины магнетика. Эффект Фа­радея является нечетным, при изменении направления вектора I_M на противоположное изменяется и знак Ф_F.

Известно, что в магнитном поле каждый уровень энергии атома магнетика расщепляется на два близко расположенных уров­ня в соответствии с двумя воз­можными направлениями спина относительно поля (рис. 5.1, a). Благодаря этому расщеплению дисперсионные зависимости n = n( ω ) в окрестности линии поглощения для лево- (n-) и правополяризованного (n⁺) по кру­гу света оказываются смещен­ными относительно друг друга (рис. 5.1,6). Разность показа­телей преломления n⁺ — n- (рис. 5.1, в) обусловливает фара­деевское вращение плоскости по­ляризации линейно-поляризованного света

θ_FF= ( n+ - n-) ω

Рис.5.1. К природе эффекта Фарадея.

Это так называемый магнитный круговой дихронизм. Его существование приводит к тому, что после прохождения света через среду он из линейно-поляризованного превращается в эллиптически-поляризованный.

Если свет распространяется перпендикулярно направлению намаг­ниченности I_M, то наблюдается магнитное линейное двулучепреломление, называемое эффектом Коттона—Мутона. Он обусловлен различи­ем коэффициентов преломления двух линейно-поляризованных компо­нент световой волны, поляризованных параллельно и перпендикулярно I_M. Возникающие фазовые сдвиги приводят к возникновению эллипти­чески поляризованного света на выходе из среды. Эффект Коттона— Мутона, в отличие от эффекта Фарадея, является четным. Величина его пропорциональна квадрату намагниченности.

В поглощающей среде возникает и магнитный линейный дихро­изм — различие коэффициентов поглощения двух линейно-поляризо­ванных волн в поперечно-намагниченной среде. Наличие дихроизма приводит к повороту угла ориентации эллипса в процессе распростра­нения волны.

Наряду с магнитооптическими эффектами, возникающими при про­хождении света через намагниченную среду, наблюдается ряд эффектов при отражении света от поверхности образца, называемые магнитооп­тическими эффектами Керра. В зависимости от взаимной ориентации намагниченности I_m , направления распространения света k и нормали « к поверхности различают три вида эффектов Керра — полярный, меридиональный и экваториальный.

Полярный эффект заключается во вращении плоскости поляриза­ции и появлении эллиптичности при отражении линейно-поляризо­ванного света от поверхности материала, когда намагниченность парал­лельна нормал I_m || n .

Меридиональный эффект Керра состоит во вращении плоскости поляризации и появлении эллиптичности при отражении линейно-поляризованного света от поверхности в случае, когда намагниченность I_m ┴ n и лежит в плоскости падения света.

Экваториальный эффект наблюдается в поглощающих материалах и состоит в изменении интенсивности и сдвиге фазы линейно-поляри­зованного света, отраженного от намагниченной среды, когда намагни­ченность I_m ┴ n и перпендикулярна плоскости падения света. Поворота плоскости поляризации не происходит. Весьма существенное значение для выбора материала при создании магнитооптических функциональных устройств имеет оптическое поглощение. Среди разнообразных магнетиков относительно малое поглощение в видимом и ближнем ИК- диапазонах можно ожидать лишь в неметаллических материалах. Это, прежде всего, феррит-гранаты, ортоферриты, феррошпинели и другие железосодержащие ферримагнетики.

Магнитные материалы, используемые для создания функциональ­ных магнитооптических устройств, можно условно разделить на две группы. К первой группе можно отнести материалы с относительно не­большим оптическим поглощением, используемые для пространствен­но-временной модуляции света. Это феррит-гранаты, ортоферриты, ферриты со структурой шпинели и др.

Ко второй группе следует отнести тонкие магнитные пленки на ос­нове интерметаллических соединений, обладающих большим коэффи­циентом поглощения в видимом и инфракрасном диапазонах.

Феррит-гранаты

Редкоземельные феррит-ганаты характеризуются общей форму­лой R₃Fe₅O1₂ и представляют собой окислы с кубической структурой. Ионы О^2- образуют плотноупакованную структуру, в пустотах между ионами кислорода размещаются редкоземельные ионы и ионы железа либо частично замещающие их элементы. В структуре граната наблю­даются три вида пустот — додекаэдрические, октаэдрические и тетраэдрические в соответствии с количеством ионов кислорода, окружаю­щих катион металла. В первом случае катион металла окружен восемью ионами кислорода, во втором — шестью, а в третьем — четырьмя. Обычно катионы редких земель занимают додекаэдрические позиции (R³⁺), катионы железа — октаэдрические (Fe³⁺) и тетраэдрические (Fe³⁺). Ионы железа, находящиеся в октаэдрических позициях, формируют октаэдрическую магнитную подрешетку, а ионы железа, расположен­ные в тетраэдрических позициях, — тетраэдрическую магнитную под-решетку. Между этими ионами железа существует сильное обменное взаимодействие, приводящее к антипараллельному упорядочению маг-нитных моментов, и потому феррит-гранаты относятся к классу ферри-магнетиков.

Если додекаэдрические позиции заняты магнитными редкоземель­ными ионами, то они формируют третью магнитную подрешетку — до-декаэдрическую. Обменное взаимодействие между редкоземельными ионами намного меньше, чем между ионами железа.

Феррит-гранаты характеризуются высокой прозрачностью в ближ­ней ИК-области спектра. Так, иттриевый феррит-гранат Y₃Fe₅O₁₂ имеет окно прозрачности в области длин волн 1,3-5,5 мкм, и в некоторых образцах коэффициент поглощения не превышал 3-10^-2 см^-1в этой спек­тральной области. При длинах λ > 5,5 мкм наблюдается решеточное положение, а при λ< 1,5 поглощение связано с краем собственного по­глощения. При λ > 100 мкм вплоть до СВЧ-диапазона феррит-гранаты обладают высокой прозрачностью, а уровень поглощения в них опреде­ляется дефектами кристаллической решетки. Для задачи прикладной магнитооптики основной интерес представляют видимая и ближняя ИК-области спектра.

Оптические свойства редкоземельных феррит-гранатов в основном определяются ионами железа, и на фоне сравнительно слабого погло­щения возникают узкие пики поглощения, связанные с электронными переходами внутри частично заполненной 4f оболочки редкоземельных ионов. Коэффициент поглощения в области этих пиков достигает вели­чины порядка 10²см^-1. Пики поглощения, связанные с электронными переходами в редкоземельных ионах, присутствуют и в спектрах немаг­нитных фанатов, что оганичивает их применимость в качестве подло­жечного материала.

Другим фактором, сильно влияющим на поглощение феррит-гранатов, является температура. С ростом температуры край окна про­зрачности смещается в область больших значений длин волн, что обу­словлено, прежде всего, уширением пиков поглощения, а также слабым смещением центра переходов в ИК-область.

Эффект Фарадея в Y₃Fe5O12 относительно невелик. Так, при длине λ = 0,63 мкм при комнатной температуре θ_F = 0,083 град/мкм и макси­мум фарадеевского вращения, равный 2,8 град/мкм, достигается в об­ласти λ = 0,435 мкм. Существование интенсивных электрических дипольных переходов между 4f- и 5d-уровнями редкоземельных ионов и переходов с переносом заряда от ионов кислорода на редкоземельные ионы существенно влияет на магнитооптические свойства редкоземель­ных феррит-фанатов в инфракрасной и видимой областях спектра. Особенно сильно влияние сказывается при низких температурах, по­скольку намагниченность редкоземельной подрешетки растет с умень­шением температуры быстрее, чем намагниченность октаэдрической и тетраэдрической подрешеток. При переходе точки магнитной компен­сации в редкоземельных феррит-гранатах происходит смена знаков не­четных магнитооптических эффектов.

В связи с тем, что для прикладной магнитооптики необходимы ма­териалы с сильным фарадеевским вращением и слабым оптическим по­глощением, для сравнения магнитооптических материалов вводят ха- рактеристический параметр — магнитооптическую добротность \|/, оп­ределяемый как отношение удвоенного удельного фарадеевского вра­щения к коэффициенту поглощения материала а:

2θ _F

\|/ = —

ά

В частности, магнитооптическая добротность имеет три четко вы­раженных максимума на спектральной зависимости у в висмутсодер­жащих феррит-фанатах в областях λ = 0,56, 0,78 и 1,15 мкм.

28. Магнитные свойства и классификация магнитных материалов.