Рентгеновский магнитный круговой дихроизм: основы и применение к реальным системам

 © В.И. Гребенников

Рентгеновский магнитных круговой дихроизм (XMCD) – новый экспериментальный метод, позволяющий измерять магнитные моменты атомных элементов (по отдельности), из которых состоит вещество или гетероструктура. Их величину, направление, зависимость от внешнего магнитного поля, температуры, давления, радиации и так далее. Это локальный оптический метод, доставляющий информацию из области микронных размеров, с возможностью сканирования поверхности исследуемого образца.

В основе метода XMCD лежит зависимость поглощения рентгеновского излучения вблизи края поглощения внутреннего уровня атома (отсюда происходит элементная селективность) от скалярного произведения вектора спиральности излучения и магнитного момента атома. Спиральность направлена вдоль луча при правой круговой поляризации и противоположно лучу при левой. Направление магнитных моментов задается внешним магнитным полем. На современных установках используются сверхпроводящие магниты и синхротронное излучение, круговая поляризация которого легко изменяется с помощью специального устройства – виглера.

В обычной постановке эксперимента снимается спектр края поглощения (протяженностью 50 эВ) при параллельном направлении спиральности кругового излучения и магнитного поля и такой же спектр при их антипараллельной ориентации (меняется либо направление поля, либо поляризация). Вычитая один спектр из другого получаем дихроичную разность, или спектр XMCD. Полусумма полученных спектров дает спектр, соответствующий поглощению неполяризованного излучения (или XANES – прикраевая тонкая структура рентгеновского поглощения).

Интенсивность XMCD спектра прямо пропорциональна энергетическому распределению проекции орбитального магнитного момента незаполненных электронных состояний на направление магнитного поля. Соответственно, интеграл по энергии дает величину орбитального момента в области интегрирования. В случае узкой валентной полосы, скажем Cu3d, атомный момент будет просто равен найденному моменту пустых состояний с обратным знаком. Нормировка на площадь спектра поглощения XANES дает экспериментальную величину орбитального магнитного момента в магнетонах Бора на одну 3d дырку на атоме меди. Описанное здесь, так называемое, правило сумм является абсолютно строгим и обусловлено законом сохранения орбитального момента при поглощении атомом фотона (с моментом плюс-минус единица).

Имеется еще одно правило сумм – для определения спинового вклада в атомный магнитный момент, которое, правда, носит уже приближенный характер. Рассмотрим поглощение рентгеновского кванта, вызывающее переход электрона с 2p внутреннего уровня в незаполненные 3d валентные состояния. За счет спин-орбитального взаимодействия внутренний уровень разделяется на две группы: 4 состояния с полным моментом 3/2 (спиновый и орбитальный моменты преимущественно параллельны) и два состояния с моментом 1/2 (антипараллельны). Первая группа имеет энергию больше (на 20 эВ в меди), чем вторая, поэтому спектре поглощения видны две линии поглощения (L₃ и L₂). Это обстоятельство позволяет измерять дихроизм переходов из двух типов состояний отдельно. XMCD разности в спин-орбитальном дублете зависят теперь не только от орбитального, но еще и от спинового состояния 3d оболочки. В этом нетрудно убедиться непосредственно, взяв соответствующие угловые части волновых функции из любого учебника по квантовой механике и вычислив квадраты дипольных матричных элементов переходов. Конечно, твердотельные эффекты изменяют атомные волновые функции, однако последующее интегрирование в пределах валентной полосы восстанавливает результат, полученный для изолированного атома.

Коротко сформулируем правила сумм: спин атома определяется разностью площадей двух линий дихроизма спин-орбитального дублета (с известными коэффициентами), а орбитальный момент атома – их суммой. Поскольку XMCD спектры L3 и L2 линий 3d элементов имеют разные знаки, то разность больше суммы и, обычно, спиновый магнитный момент получается на порядок больше орбитального.

Подчеркнем, что метод XMCD измеряет проекцию среднего магнитного момента (парциальная намагниченность: элементная спиновая и орбитальная) атомов выбранного элемента на направление циркулярно-поляризованного рентгеновского луча.

XMCD правила сумм обычно хорошо работают в простых соединениях таких, как сплавы Гейслера Co₂FeSi или GdCo₅.Вместе с тем в ряде соединений редкоземельных и переходных металлов ((DyTb)Ni2Mn, (LaPrCa)MnO3, (LaCa)(MnCr)O3) стандартный подход правил сумм дает величину моментов, в разы меньшую их значений, получаемых из магнитных измерений. По этой причине исследователи просто ограничиваются описанием характера изменения XMCD в серии образцов. На наш взгляд, причина расхождения заключается в том, что упомянутые системы относятся к особому, и совсем не малому, классу соединений с сильными флуктуациями.

Обычно спектры мягкого рентгеновского поглощения (~1 кэВ) регистрируются в режиме полного выхода электронов (TEY) с поверхностного слоя толщиной ~10 нм, в котором (не всегда, но часто) имеются сильные флуктуаций электронной спиновой плотности (ФЭСП) (в объеме они подавлены). Поверхностные флуктуации особенно велики в соединениях переходных и редкоземельных с конкурирующим обменным взаимодействием 3d- и 4f-электронов.

Моделирование флуктуаций показывает, что XMCD-сигнал представляет собой сумму двух простых линий, слегка раздвинутых по энергии и имеющих разные знаки и величину, соответствующую ориентациям моментов вдоль и против магнитного поля. В результате XMCD-сигнал одиночной линии становится знакопеременной функцией энергии. Присутствие змейки в экспериментальных XMCD кривых указывает на то, что спектр представляет собой сумму сигналов от атомов с разными направлением магнитных моментов. Раздвижка по энергии позволяет разделить результирующий спектр на два простых пика и, в конечном итоге, вычислить величину атомных магнитных моментов как на поверхности, так и в объеме образца.

В качестве другого примера флуктуирующей системы можно привести многослойную гетеросистему с чередующимися слоями: высокотемпературный сверхпроводник – ферромагнетик [YBa₂Cu₃O₇ (10 nm)/ La_1−xSr_xMnO₃ (10 nm)]₄ – четырехслойная пленка на подложке титанатa стронция. Сверхпроводящие синглетные куперовские пары (связанное состояние, в котором два электрона обладают противоположными импульсами и спинами), диффундируя в ферромагнетик (на очень малую глубину) при определенных условиях могут подстраиваться под ферромагнитный порядок, становясь триплетной парой с сонаправленными спинами. Такое состояние идеально для устройств спинтроники, поскольку представляет собой стопроцентно поляризованный бездиссипативный спиновый ток. Кроме обменного взаимодействия на описанный процесс важное влияние оказывает спин-орбитальное взаимодействие. XMCD исследование показывает изменение распределения орбитальных и спиновых магнитных моментов на атомах меди на границах интерфейсов при переключении намагниченности во внешнем магнитном поле.

Еще один пример измерение магнитного состояния свехрешеток железо-хром при уменьшении номинальной концентрации железа ниже одного монослоя. Как и следовало ожидать, в такой системе XMCD сигнал и другие характеристики сильно флуктуируют, но вместе с тем вполне отчетливо виден распределенный ферромагнитный переход в области азотных температур шириной 60 К. Понижается не только температура перехода (с 1000 К до 130 К), но и магнитный момент атомов железа уменьшается вдвое по сравнению с толстой пленкой. Угловая зависимость дихроизма показывает величину анизотропии намагниченности в поле 1 Т.

Помимо исследования характеристик новых материалов, которые имеют ряд полезных свойств, совершенствование XMCD методики позволяет проверить также теоретические подходы и методы обработки экспериментальных данных для сложных систем с развитыми флуктуациями (двойная валентность, перевороты спина, пространственная неоднородность, интерфейсы, магнитные переходы, проникновение). Результаты будут полезны для создания научной основы при разработке искусственных материалов улучшенными функциональными свойствами и устройств спинтроники.

Краткая формула