磁光记录

磁光记录（精选6篇）

磁光记录 篇1

0 引言

现代信息技术的飞速发展对数据存储容量及存储速度的要求越来越高。然而,随着存储技术朝超高密度、超高速度方向发展,一方面,磁记录密度发展也已接近超顺磁极限[1],要进一步提高记录密度必须采用高矫顽力的记录介质,但目前的磁头却无法提供能克服高矫顽力的写入磁场;另一方面,磁记录速度因受限于磁化反转速度而进展缓慢。因此,发展新型的超高密度、超高速度记录技术,已成为现代信息技术领域的新挑战。

为了克服磁记录密度和记录速度发展的障碍,人们先是发展了激光辅助磁记录[2,3,4,5]技术。此技术不仅解决了磁化高矫顽力介质的问题,而且在记录速度方面也具有诱人的前景[5]。Stanciu于2007年报道了GdFeCo磁光薄膜在飞秒激光加热作用下,材料温度跨越磁化补偿点发生亚皮秒的超快磁化反转[6],此结果远远快于之前报道的激光加热辅助跨越居里点的磁化反转[5],有望大大提高此类磁光记录材料的存储速度。此后,Stanciu又报道了一种利用飞秒圆偏振激光激发的GdFeCo亚铁磁薄膜,实现了无外加磁场作用下的全光磁化反转的新的写入方法[7]。这种全光写入方法不仅可以大大提高磁光记录速度,而且此项技术完全不同于传统磁存储技术,这种利用圆偏振光实现的磁化反转无需外加磁场的作用,此优点也为研究者设计新型磁存储器件提供了新的方向。而后,Ostler[8]于2012年报道了直接利用飞秒激光的超快加热作用,在GdFeCo亚铁磁薄膜中实现全光磁化反转。此全光磁化反转与之前[7]利用圆偏振光实现的全光磁化反转不同,它与激发光的偏振态无关,其磁化反转是基于亚铁磁薄膜系统自旋的交换作用,磁化反转发生在亚皮秒尺度。

本文将详细分析和对比飞秒激光辅助跨越磁化补偿点磁化反转、飞秒圆偏振激光全光磁化反转和飞秒激光超快加热全光磁化反转存储技术各自的实现原理和技术特点。

1 稀土-过渡金属GdFeCo磁光材料的亚铁磁特性

稀土(RE)-过渡(TM)金属合金是一类具有特殊磁学性质的材料,近年来随着超快磁学的发展,此类材料更成为磁光领域的研究热点[2,3,4,5,6,7,8]。其特殊磁学性质源于稀土元素与过渡金属元素形成的亚铁磁耦合,即稀土磁矩与过渡族金属磁矩形成反平行排列[9](如GdFeCo中,稀土元素Gd与过渡金属Fe、Co组成的体系),两者的矢量和构成宏观磁化,即Ms=│MRE-MTM│,其中MRE与MTM分别为稀土子系统与过渡金属子系统的磁化强度,Ms为总磁化强度,RE与TM两个子系统的磁化随温度的变化速率不同,这种特性使得此类材料存在磁化补偿温度(TM),当T < TM时,│MRE│>│MTM│;当T > TM时,│MRE│<│MTM|;当材料温度处于磁化补偿温度时,RE与TM的磁化强度相等但方向相反而互相抵消。RE-TM材料所特有的磁化方向在磁化补偿温度两端相反的性质,以及材料的温度跨越过磁化补偿温度后矫顽力迅速减小的特性,正是其适用于激光辅助磁记录的重要前提。此外,此类材料还存在角动量补偿温度TA(略高于TM),这也是由于两个子系统的角动量随温度的变化速率不同而产生的。研究表明,GdFeCo的畴壁迁移率和自旋进动频率在角动量补偿温度附近取极大值,此特性为在RE-TM材料中实现超高速的激光辅助跨越磁化补偿点写入提供了可能性[10]。

在磁学性质方面,GdFeCo合金薄膜由于具有很高的垂直磁晶各向异性参数,被认为是超高密度磁存储的优秀候选介质;此外,由于RE-TM金属GdFeCo材料的亚铁磁特性,在飞秒激光激发下可以实现超快磁化反转,因此也成为发展超快磁记录介质的首选材料。

2 超高记录密度GdFeCo磁光材料应用于超高速磁存储技术

2.1 激光辅助跨越磁化补偿点磁化反转存储技术

为了解决高矫顽力介质的磁化问题,促进磁存储技术朝高密度、高稳定性方向发展,激光辅助磁记录(LAMR)被提出。LAMR是利用激光加热介质以降低矫顽力从而实现磁记录的技术,其基本过程是:聚焦激光束照射在记录介质上形成极小的光斑,光斑区域温度上升导致其矫顽力降低,该位置即可在较小的外磁场作用下改变磁化方向,写入信息形成数据位,当记录区域冷却,介质又恢复到高矫顽力状态,从而形成室温下稳定的数据位。

激光辅助跨越磁化补偿点的磁化反转最早由Stanciu于2007年通过GdFeCo薄膜在飞秒激光作用下观测到,如图1所示[6]。图1中曲线为激光激发后磁化态随延迟时间变化曲线(磁化动力学曲线),插图为不同延迟时刻的磁滞回线,其中-1ps的延迟时刻表示探测光探测的是激光泵浦前的磁化态。从磁化动力学曲线可以看出,在激光激发后样品磁化态发生反转(由激发前正磁化态反转到负磁化态),并且通过0.7ps的延迟磁滞回线可以看出此时刻饱和场下的磁化态已经改变符号(变为负值),这种磁化态符号的改变揭示样品的温度超过了磁化补偿点,FeCo亚晶格的磁矩发生反转(实验中使用800nm波长的激光探测到FeCo亚晶格的磁化态[11]),即样品的磁化态发生了超快磁化反转。

这种超快磁化反转源于稀土-过渡金属GdFeCo磁光材料具有磁化补偿温度和角动量补偿温度的亚铁磁特性。用激光加热GdFeCo样品,使其温度超过磁化补偿温度,进而使FeCo磁矩大于Gd磁矩,即净磁矩方向发生变化,此时外加磁场的作用使得净磁矩方向反转,即FeCo的磁矩也发生反转[12]。此外,激光加热作用也使样品温度超过角动量补偿温度,由于在角动量补偿温度附近,样品畴壁迁移率和自旋进动频率大大提高,此时的磁化反转速度极快,可达到亚皮秒的量级。因此,利用激光辅助跨越磁化补偿点磁化反转有望促进超高速磁存储技术的发展。

2.2 飞秒圆偏振激光全光磁化反转存储技术

利用飞秒圆偏振激光实现无外加磁场下的全光磁化反转的方法,最早由Stanciu于2007年提出[7],此后这种全光磁化反转于2012年被Vahaplar进一步通过实验和理论模型加以验证和详细研究[13]。图2是磁光显微镜下观测到的全光磁化反转的实验结果[7],图中两行灰色和黑色圆圈区域代表激光的激发区域,灰色代表正磁化态,黑色代表相反的负磁化态,σ+和σ-分别表示右旋圆偏振光和左旋圆偏振光,实验所用样品为磁化补偿温度高于室温的GdFeCo薄膜。从图2可以看出,无论样品初始磁化态是正(灰色)还是负(黑色),经右旋圆偏振光σ+激发后样品磁化态都变为正(灰色),而经左旋圆偏振光σ-激发后样品磁化态都变为负(黑色),即样品的磁化态完全由激发圆偏振光的旋性所决定,并且无需外加磁场的作用。

这种利用飞秒圆偏振激光实现的全光磁化反转,源于激光超快加热以及圆偏振光由于反法拉第效应而等效于磁场脉冲的共同作用。当飞秒激光超快加热GdFeCo样品至温度稍低于居里温度时,样品处于强非平衡态,净磁矩约为零,但此时磁化率很高,磁化态对外场很灵敏,同时由于反法拉第效应使得圆偏振光等效于有效磁场,在此有效磁场作用下实现磁化反转。圆偏振光等效外磁场方向与光波矢的传播方向相同,左右旋性的圆偏振光分别对应相反的有效磁场的方向,从而决定磁化态的反转方向。这种全光磁化反转是圆偏振光光子角动量和磁性样品角动量直接作用实现的磁化反转,所以磁化反转速度非常快。Vahaplar于2012年报道的利用圆偏振光实现的全光磁信息的写入和读出过程可以在30ps内完成,是当时所能达到的最快的磁信息写入和读出过程[13]。这种无需外加磁场的全光写入方法为研究者设计新型磁存储器件提供了新的方向。

然而,进一步的研究发现这种依赖于光旋性的全光磁化反转的实现条件比较苛刻,只能发生在较临界的激光激发流密度,并且能够实现磁化反转的区域相对于整个激发区域也很小[13],在实用中的可控制性较差。

2.3 飞秒激光超快加热全光磁化反转存储技术

为提高全光磁化反转在实用中的可行性,必须进一步研究亚铁磁材料超快光磁相互作用的物理本质。Radu[14]于2011年报道了亚铁磁薄膜在飞秒激光激发后,由于非平衡亚晶格间的反铁磁自旋交换作用形成瞬时类铁磁态的超快磁化反转过程。此成果为人们利用飞秒激光的超快加热作用,在自旋交换作用的时间尺度实现磁化反转指出了方向。而后,Ostler[8]于2012年报道了直接利用飞秒激光的超快加热作用,在GdFeCo亚铁磁薄膜中实现无外加磁场下的全光磁化反转。图3为磁光显微镜下观测到的全光磁化反转的实验结果[8],其中,(a)代表样品初始磁化态(灰色)垂直于纸面向内,而(b)代表样品初始磁化态(黑色)垂直于纸面向外,圆圈区域代表激光激发区域,图3(a)、(b)按顺序排列依次表示的是经过单个飞秒激光脉冲后的图像。从图3中可以看出,每经过一个飞秒脉冲的作用,激发区域的磁化态相对于前一幅图像对应区域的磁化态发生了反转。此全光磁化反转与之前[7]利用圆偏振光实现的全光磁化反转不同,它与激发光的偏振态无关,与样品的磁化补偿温度无关(实验温度可以是室温,在磁化补偿温度之下和之上都可以),与样品磁晶各向异性结构无关,与样品的初始磁化态也无关。

这种利用激光超快加热实现的全光磁化反转是稀土-过渡金属亚铁磁材料的特性。由于稀土和过渡金属亚晶格之间存在反平行耦合的非平衡磁矩,以及其磁化强度随温度的变化速率不同的特性,当飞秒激光超快加热GdFeCo亚铁磁材料时,样品起初处于强非平衡态,此时稀土与过渡金属子系统由于各自的退磁速度不一样而形成瞬时类铁磁态[14],进一步在亚晶格子系统之间产生反铁磁自旋交换作用而发生超快磁化反转。由于这种磁化反转是反铁磁自旋交换作用所形成的,作用强度大,磁化反转速度快,磁化反转发生在亚皮秒尺度。

基于这种激光超快加热高垂直磁晶各向异性的GdFeCo磁光薄膜的全光磁化反转实现的磁记录技术,不仅可以省去磁头,使存储器结构简单,成本降低,而且存储速度快,有望实现超高记录密度、超高记录速度的磁存储技术[8]。

3 结语

由于传统外加磁场作用的磁存储技术面临记录密度和记录速度的限制,因此发展新型的超高密度、超高记录速度磁存储技术,已成为现代信息技术领域的新挑战。稀土-过渡金属GdFeCo磁光材料由于具有反铁磁耦合的亚铁磁特性,在超快飞秒激光作用下,能够实现激光辅助跨越磁化补偿点的亚皮秒磁化反转,飞秒圆偏振光的全光磁化反转和飞秒激光超快加热的全光磁化反转,有望实现超高记录密度、超高记录速度的磁存储技术。

用自制的磁光克尔系统观测磁畴 篇2

克尔效应观察磁畴结构的优点有:(1)不受温度的限制,可以在各种温度下观察磁畴结构;(2)有些材料的畴壁较厚,畴与畴壁间的界限不明显,表面散磁场很小,粉纹不易集中。对于这种情况,磁光效应法是一种有效观察磁畴的方法;(3)磁光效应法可用于观察磁畴的动态变化。如配以高速摄影装置,可以显示出数量级为1s的磁化及反磁化过程。这种方法的主要困难在于相邻磁畴上反射的光,相邻偏振面相差很小(一般为5′,最大约为20′),亮暗区差别不明显,这就要求采用高质量的起偏器和检偏器。磁光法与粉纹法还有一个明显的区别,粉纹法观察到的是样品表面的磁畴,磁光法观察到的是样品的磁畴。所以2种方法配合使用会取得更好的效果[5]。

在偏光显微镜下一般仅能看到克尔效应显示的磁畴结构。采用优质的偏振镜,增强入射光的亮度、缩短波长、加大物镜的数值孔径、插入波长转换片、适当减小显微镜的孔径光阑和采用倾斜照明等方法均能提高显微图像的质量。磁光效应法对材料的磁畴结构几乎没有影响,不受材料性能的限制,可在不同温度下进行测量,也可以动态追踪磁畴结构在外磁场作用下的变化过程,因此在磁畴观测方面得到了广泛应用。现在已有磁光效应法的专用仪器供研究者使用。

1 实验

1.1 研究方法

先搭建简单的实验系统,观察样品的磁光克尔效应,然后设法改进,使其看得更加清晰,再通过CCD数码摄像系统代替人眼观察,将磁畴结构成像于计算机的显示屏上,然后针对所显示的图像进行图像处理,获取必要的数据和信息。

图1为实验理论图,其中CCD还可用偏光显微镜代替,通过人眼直接观察。本实验自制实验系统的目的与创新之处有:(1)将先进的数码技术用于图像拍摄;(2)采用先进的图像处理技术来处理磁畴结构图片;(3)设计并使用了先进的光学系统。

1.2 实验装置

自制的表面磁光克尔效应实验系统由以下几部分组成。

(1)磁铁电源控制主机和可控电磁铁 磁铁电源控制主机可选择磁场自动和手动扫描,它主要提供电磁铁的扫描电源。磁场转换开关选择初始扫描时的磁场方向。

(2)先进的偏光显微镜系统。

(3)控制系统和计算机 采用先进的CCD成像数码技术,计算机图像处理技术使操作和维护画面更加方便、直观和先进。通过灰度处理,边缘检测等先进图像处理手段处理磁畴,其中部分程序完全由本课题组编制,实现了文字和图像同步显现,提高了扫描速度。图2为完全由本课题组自制的实验装置,并配以先进的CCD系统和几种先进的图像处理系统。自制的系统采用标准实验台,台面为铝合金氧化的光学平板,中间装有减震海绵。光学元件通过底座可以自由固定于台面。

2 结果与分析

利用表面磁光克尔效应观察铁磁体的磁畴。不同的磁畴有不同的自发磁化方向,引起反射光振动面的旋转也不同,通过偏振片观察反射光时将观察到与各磁畴对应的明暗不同的区域。本实验采用边缘检测以及灰度处理来分析和观测磁畴。边缘主要存在于目标与目标、目标与背景、区域与区域(包括不同色彩)之间,是图像分割、纹理特征和形状特征等图像分析的重要基础。通常将边缘划分为阶跃状和屋顶状2种类型。而且采用智能硬件去网技术,达到了理想的去网效果,很大程度上降低了成本,实现了文字和图像同步显现,提高了扫描速度,取得了满意效果。图3为图像处理的全过程。

本实验自编程序中关于灰度处理与Canny处理的一段程序如下:

图4为图像处理后1#铁氧体薄膜样品的磁畴结构。由图4可知,样品表面的显微结构清楚地显示出明暗相间的区域,它们便是所观察到的磁畴结构。明区、暗区互为反畴。与500Gs比,750Gs下磁畴结构排布开始有序,白色小区域磁畴数量逐渐变少,区域逐渐变小。从图4(b)、(c)可以看到,白色磁畴随磁场的增大而越来越小,当磁场强度为1050Gs时白色区域几乎全黑。因此,从1#铁氧体薄膜样品上可看到磁性材料在磁场变化过程中磁畴区域的变化情况。

在偏光显微镜下看到的这些明暗相间的磁畴是磁化方向相反的两类磁畴,正是由于磁化方向的不同,透过2种磁畴的偏振光的旋转角也就不同,因而形成2种磁畴明暗的差别,“明”畴磁化方向垂直于样品表面向下,“暗”畴磁化方向垂直于样品表面向上。如果在垂直膜面法线的方向施加一个外磁场Hb,那么磁化方向与它相同的“暗”畴就要扩张,“明” 畴就要缩小,这就是所说的磁泡。显然磁泡是存在于单轴各向异性磁性薄膜反向磁化的圆柱状磁畴。随着磁场强度的不断增大,磁泡缩小。当磁场强度达到饱和磁化强度时,磁泡缩灭。

磁泡的直径非常小(如在正铁氧体中约为100μm,在石榴石铁氧体中通常在10μm以下),因此可以用作高密度、大容量的存储元件。

磁泡分为正常泡(也称软泡)和硬磁泡。当直流偏磁场往饱和磁场上升时,圆柱状磁泡开始缩灭,到达饱和磁场时全部缩灭的磁泡为正常泡。器件运行时,正常泡如果变成硬磁泡,存贮器就不能正常工作。由此可见,研究和掌握磁畴的规律性很重要。

3 结论

本实验采用偏光显微镜观测了磁畴,利用先进的CCD成像数码技术成像,通过灰度处理、边缘检测等先进手段处理图像,而且采用了智能硬件去网技术,达到了理想的去网效果。通过对石榴石铁氧体样品的检测看到了在新型处理方法下材料的磁畴,图像清晰、直观,能清楚地看到晶粒度的大小和相分布,因此该系统是一种优秀的磁畴检测手段。

摘要：采用自制的磁光克尔系统观测了石榴石铁氧体磁畴,利用先进的CCD成像数码技术和计算机图像处理技术使操作和维护画面更加方便、直观和先进,通过灰度处理、边缘检测等先进的图像手段处理磁畴,实现了文字和图像同步显现,提高了扫描速度。

关键词：磁畴,灰度处理,边缘检测

参考文献

[1]姜寿亭,李卫.凝聚态磁性物理[M].北京:科学出版社,2003:208

[2]冯端.固体物理学大辞典[M].北京:高等教育出版社,1995:157

[3]Lin C J,et al.Magnetic and structural properties of Co/Pt multilayers[J].J Magn Magn Mater,1991,93:194

[4]Wittekoek S,Popma T J A,Robertson J M,et al.Magneto-optic spectra and the dielectric tensor elements of bismuth-substituted iron garnets at photon energies between2.2～5.2eV[J].Phys Rev(B),1975,12:2777

稀土掺杂法拉第磁光玻璃的研究 篇3

1稀土离子的电子构型和磁光性质

作者曾对稀土元素的电子构型和稀土离子的磁光性质作了研究, 稀土元素共包括17个元素, 即位于元素周期表中Ⅲ B族的15个镧系元素镧La、铈Ce、镨Pr、钕Nd、钷Pm、钐Sm、铕Eu、钆Gd、铽Tb、镝Dy、钬Ho、铒Er、铥Tm、镱Yb、镥Lu, 以及同属于Ⅲ B族的钪Sc和钇Y两个元素。由于钪的化学性质与其他16个元素有较大的差别, 所以通常提到稀土时一般仅指钪以外的16个稀土元素[1]。

1.1稀土元素的电子构型

镧系原子的电子组态为:1s22s22p63s23p63d104s24p64d104fn5s25p65dm6s2, n=0 ~ 14, m=0或1[2,3]。表1为稀土离子各价态的电子构型。稀土离子电子构型具有以下特点[1]:

(1) 钪失去3d、4s电子, 钇失去4d、5s电子, 镧失去5d、6s电子后, 均呈惰性气体的电子分布。镧以后的其它镧系元素, 由于电子层能量交错, 新增的电子都在5s2、5p6两亚层的8电子壳层之内的4f上, 因而都有失去3个电子的趋向, 所以这些稀土元素均呈三价状态。

(2) 同时, 稀土元素有变价, 铈、镨、钕、铽、镝均有四价化合物, 铈、钕、钐、铕、铥、镱均有二价化合物。 就是失去较少或较多的电子后达到稳定构型。全空、半充满或全充满均为原子内层电子最稳定的构型。

(3) 5d能量较4f略高电子应充满4f后, 再加到5d上。 镧、钆却不是s2f1、s2f8, 而是s2f0d1、s2f7d1, 这是由于f0和f7的结构特别稳定的缘故。

在镧系元素中, 它们的原子半径和离子半径随着原子序数增加一般地说逐渐减小, 这个趋向称为镧系收缩。 这是因为从f0到f14逐个地增加一个电子, 有效核电荷也依次增加, 对外电子层吸引也逐渐增强, 致使半径作单向而有规律的收缩。

1.2稀土元素的磁光性质

在三价稀土离子中, La3+没有4f电子 ( 即4f0) , Lu3+的4f电子全充满 ( 即4f14) , 他们都具有充满的电子层, 因此都是无色的离子, 光学上呈现出惰性, 比较适合作为发光和激光材料。从Ce3+到Yb3+的, 电子层从4f1开始逐一填充电子, 依次递增至的4f13。在这些组态中, 4f电子层未充满, 电子不成对, 产生了磁矩, 这是这些稀土元素具有强磁性的原因;同时, 外层5s和5p电子层对4f电子层具有屏蔽作用, 其配位场对4f电子层影响很小, 当存在外加磁场的情况下, 4f电子极易从4fn→ 4fn-15d跃迁, 这是光激发的原因, 导致这些稀土元素具有较强的磁光效应[4]。

图1这条曲线随着4f电子数的变化而出现了周期性的变化。从镧元素至钐元素呈第一周期;从铕元素至镥元素呈现出第二周期。两个周期内出现的两个极大与电子数不相符。就电子数讲, 磁矩首先应随着原子序数增加而增大, 到钆达到最大, 以后逐渐降低。镧系元素出现两个极大, 位置又不相符, 这可能是电子轨道和自旋的磁矩向量随核电荷而变化的缘故[2]。从图1中得知, Tb3+、Dy3+、Ho3+和Er3+磁矩较大, 其掺杂的磁光玻璃可能具有较大的Verdet常数[5]。

2稀土离子的选择

在研究稀土元素的磁光性质的基础上得知:Ce3+和Pr3+具有较大的有效跃迁波长, Tb3+、Dy3+、Ho3+和Er3+具有较大的有效磁子数, 选择这些离子掺杂可能会获得高Verdet常数的磁光玻璃[6,7], 这与图2不同稀土掺杂磁光玻璃的Verdet常数的结果是基本一致的。

从稀土元素被用于制造磁光玻璃开始, 国内外研究人员就对选择何种稀土元素开展了大量的研究工作。研究较为全面的是Pr玻璃和Tb玻璃。

从20世纪60年代起, Borrelli N F[8], Zabluda V[9]和Edgar A[10]等就先后制备出Pr3+离子掺杂的不同基质磁光玻璃, 并研究了Pr3+离子掺量对Verdet常数的影响;A. B. Seddon[11]和Petrovskii G T[12]等还研究了Pr3+离子在不同系统中的吸收光谱。

Qiu J[13]等研究了氟化物玻璃中Tb3+离子掺量和入射光波长对Verdet常数的影响。Daybell M[14]研究了Tb玻璃Verdet常数与温度之间的关系, 发现玻璃Verdet常数的绝对值随着温度的降低而增大。国内学者祁学孟[15]等以Tb4O7为主要稀土原料, 采用二次熔融法制备了Tb玻璃, 其Verdet常数达到-0.26 min/Oe·cm (632.8 nm) , 可以应用于可见光和近红外波段。周蓓明[16]等研究制备了Tb2O3-B2O3-Al2O3-SiO2玻璃, 即TG28, 获得了0.5L规格的高质量磁光玻璃, 其Verdet常数为-0.335 min/ Oe·cm (632.8 nm) , 与现用商业磁光玻璃 (FR5, TG20) 相比, Verdet常数提高了23%。邹快盛[17]等采用熔融淬冷工艺, 制备的磁光玻璃Verdet常数高达-0.39 min/ Oe·cm (632.8 nm) 。

近年来, 国内外学者开始研究多离子掺杂的磁光玻璃, 如日本光学玻璃研究所研究的Tb2O3/Dy2O3共同掺杂的B2O3-Ga2O3-SiO2-P2O5系玻璃, 其稀土氧化物掺杂量可以高达50% (摩尔分数) , 磁光玻璃Verdet常数可以达到-0.62 min/Oe·cm (632.8 nm) , 是目前报道的最高Verdet常数值[18,19]。

3磁光玻璃系统

对磁光玻璃系统的研究是制备高Verdet常数的磁光玻璃的重要基础, 一般基质玻璃都具有逆磁性, 基质玻璃的逆磁性越小, 稀土离子在玻璃基质中的溶解度越大, 玻璃的Verdet常数也就越大。目前人们制备和研究过的玻璃基质有硅酸盐、磷酸盐、硼酸盐、铝硼硅酸盐、镓硼硅酸盐等系统。比较其中常见的几种系统的玻璃中稀土离子在玻璃中的溶解度为:硅酸盐<磷酸盐<硼硅酸盐<铝硼硅酸盐<镓硼硅酸盐[21,22]。

各系统的主要优缺点如表2所示, 研究发现高浓度稀土掺杂的硅酸盐、硼酸盐、硼硅酸盐、磷酸盐及氟磷酸盐系统均不是理想的磁光玻璃基体。由于玻璃的组成—结构—性能三者之间关系的复杂性, 如何从组成上定量地理解玻璃的结构与性能之间的关系, 以及如何通过控制玻璃组成与结构来调整玻璃的性能, 是研究难点之一[22]。

4磁光玻璃制备方法和设备

4.1制备方法

磁光玻璃的制备方法有很多, 技术较成熟的都是固相熔融法, 主要包括:熔融淬冷法、气氛调节熔融法;在国内还未见用液相法或气相法制备磁光玻璃的报道。熔融法制备磁光玻璃的基本工艺过程包括玻璃的熔制、退火与冷加工, 其中熔制和退火工艺较为关键。

(1) 玻璃的熔制

玻璃的熔制是指将配合料经高温加热熔融成均匀的、 无气泡的并符合成型要求的玻璃液的过程, 是玻璃生产最重要的环节之一。磁光玻璃的熔制过程中必须做好以下几个方面的工作:一是对原料的预处理, 磁光玻璃的熔融温度较高, 一般须对配合料进行预热处理, 使配合料中的水分和气体逸出, 并部分形成硅酸盐, 保证配合料质量的稳定;二是控制加料温度, 配合料的加料温度应为熔化开始时的温度, 要防止配合料扬尘, 加剧某些成份的挥发;三是控制熔融温度和搅拌速率, 熔融温度过低配合料不能完全熔化, 温度过高会加剧玻璃液对坩埚的侵蚀, 搅拌速率要慢而均匀防止玻璃液甩出;四是浇注成型方式和温度控制, 由于稀土磁光玻璃的高温粘度小, 而析晶温度上限高, 析晶范围宽, 为了避免析晶, 在高于析晶上限的温度出炉, 降温速率要快。

(2) 玻璃的退火

退火是为了消除玻璃中的热应力, 磁光玻璃的退火采用粗退火和精密退火相结合的方式。粗退火工艺中保温阶段和慢速降温阶段是最为关键的两个阶段。其中保温温度是根据玻璃的转变温度确定[23]。粗退火的降温速率要慢且恒定, 保证尽可能地消除玻璃内部的应力。精密退火可使玻璃各部分结构均一, 达到退火温度下的平衡状态, 然后以最小的温差进行降温, 使玻璃各部分都经受相同的热历史, 使之光学上达到均匀。

4.2熔制设备

磁光玻璃熔制对设备要求比较高, 一是由于磁光玻璃的熔制温度比其他玻璃高, 可以达到1450 ℃以上;二是高温下磁光玻璃液对坩埚的侵蚀大。因此磁光玻璃的熔制设备应选择工作温度高, 可通气氛保护、自动化程度高的熔化炉。王俊锋[24]、李忠利[25]等分别对磁光玻璃熔制炉进行了设计和研究, 从理论上解决了磁光玻璃熔化成型质量问题。研究资料表明高质量的磁光玻璃的制备用坩埚应选择稳定性好的铂坩埚, 成本较高, 限制了玻璃的规格和研究开发。

5总结与展望

磁光玻璃的研究和开发可以打破国外技术垄断, 促进我国光电产业的飞速发展, 但获得高质量、大Verdet常数的磁光玻璃还需要解决很多技术问题。选择合适的稀土元素与玻璃基质, 制备方法的创新, 新设备的研制对磁光玻璃的制备以及推进其产业化有着重要的研究意义[26]。因此, 今后的研究工作可以从以下几个方面开展:

(1) 加强对稀土离子掺杂机理的研究, 磁矩较大的Ho3+、Er3+在磁光玻璃中的作用还未得到充分研究, 可能是由于Ho3+、Er3+离子更大, 难以进入玻璃网络;

(2) 继续开发多种离子掺杂的磁光玻璃, 提高玻璃中稀土离子的含量, 增大Verdet常数;

(3) 选择更适合稀土离子掺杂的玻璃基质, 或开发具有顺磁性的玻璃基质;

(4) 传统的熔融法反应温度高, 能耗大, 大力研究溶胶- 凝胶法等低能耗、环保的制备方法;

磁光记录 篇4

1988 年巨磁电阻 ( GMR) 效应发现后, 只经过短短的6年, 就迅速开发出了一系列具有深远影响的磁电子学新器件。它在计算机外存储器中的应用, 已使计算机外存储器的容量获得突破性的增长。但是近年来, 硬盘磁记录技术的发展遇到了很大的挑战, 记录密度的年增长率急剧降至40 %以下。围绕磁记录密度的提高和磁畴热稳定性能的改善等问题[1,2,3], 科学家们结合磁光记录以及磁记录的优点, 提出了光磁混合记录的方法[4]。它综合了磁光记录的高分辨率和GMR 磁头的高灵敏检测, 已在超高密度磁存储上体现出其应用潜力。稀土-过渡族 ( RE-TM) 非晶垂直磁化膜, 具有良好的磁光读写特性和磁光温度特性, 很高的垂直磁各向异性, 适当的饱和磁化强度, 而且工艺简单, 被视为光磁混合记录材料的首选[5,6] 。

稀土-过渡族 ( RE-TM) 非晶垂直磁化膜也一直被用作高密度磁光记录介质, 对于高密度磁光记录介质而言, 大的磁光克尔角有利于减少误码, 提高读出分辨率和信噪比, 因此增强光磁材料的磁光克尔效应是一项重要研究内容。目前增强磁光克尔效应的措施主要有3种:采用覆盖光学干涉膜AIN , AlSiN 等保护膜方法[7], 它可使磁光克尔角增大, 但同时它也使其反射率下降;采用双层交换耦合磁光薄膜的方法[8] ;在HRE-TM 三元系薄膜中掺入稀土元素以增强其本征磁光克尔角[9,10]。以前研究的GdFeCo 薄膜的克尔角不够大, 为了使其能够应用于短波长下中心孔径探测磁超分辨, 本文试图采用薄膜制备过程中掺杂稀土元素Tb 来提高GdFeCo薄膜的克尔角。

2 实验

采用磁控溅射复合靶的方法在基片水冷的情况下将GdTbFeCo薄膜溅射沉积到玻璃基片上。复合靶成分的调节是靠调整FeCo 靶 (Fe∶Co=70∶30) 上所放置的Tb和Gd 片数目来实现的。溅射功率为75W, 溅射之前系统真空度优于10-5Pa, 溅射时溅射气体Ar 气的气压保持在0.5 Pa不变。薄膜内各层的厚度靠溅射时间来控制。薄膜厚度采用Ambious XP—2型表面形貌仪测定。薄膜磁性能采用磁光特性测试仪测量, 薄膜的物相分析则是XRD装置上进行的。对于GdTbFeCo薄膜而言, 溅射制膜工艺参数以及底层都可能对其磁性能产生影响, 本文重点研究膜厚对GdTbFeCo薄膜磁光性能的影响。

3 实验结果及讨论

采用X射线衍射装置对溅射态的GdTbFeCo薄膜进行观测, 无明显衍射峰, 表明所制备的薄膜为非晶状态。

当溅射功率和溅射气压一定时, 我们可以通过改变溅射时间来改变磁性层薄膜的厚度, 然后用磁光特性测试仪进行测量。表1给出了不同膜厚样品的实验结果。

图1为薄膜厚度分别为60nm和100nm时的GdTbFeCo薄膜的磁光效应磁滞回线图。从图中可以明显看出, 薄膜厚度为100nm时的GdTbFeCo薄膜的克尔角和矫顽力都优于薄膜厚度为60nm时的GdTbFeCo薄膜。

根据表1, 我们可以绘出薄膜厚度与矫顽力的关系曲线 (图2) 。由图2可见, 矫顽力依赖溅射膜厚。膜厚较小时, 矫顽力很小, 随着膜厚的增加, 矫顽力迅速增大, 此后一段时间增长平缓, 在膜厚为120nm时增长速率增大, 直到膜厚为140nm时达到峰值, 最大矫顽力可达5800Oe, 能较好得满足作为高密度磁光记录材料的要求。

对于膜厚与矫顽力和克尔角的变化关系, 可以这样解释:薄膜厚度影响薄膜结构与磁性能。当薄膜厚度较小时, 没有形成连续薄膜, 薄膜的矫顽力很小。随着溅射时间的延长, 薄膜厚度变大, 逐渐形成完整的连续薄膜, 此时薄膜的矫顽力最大。进一步延长溅射时间, 薄膜厚度继续增大, 薄膜结构发生变化, 磁畴壁由Neel 壁向枕木壁, Block壁转变[11] , 易引起矫顽力的下降。

4 结论

采用磁控溅射法在基片水冷的情况下, 通过调节溅射时间, 制备了不同厚度的GbTbFeCo薄膜, 研究了不同膜厚对薄膜磁光克尔角和矫顽力的影响。结果表明:当厚度为120nm时, 可以使克尔角和矫顽力达到较大值, 能满足磁光记录材料矫顽力大, 磁光克尔角大的要求。

参考文献

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磁光记录 篇5

矢量光束(Vector Beam,VB)[1]拥有特殊的偏振空间分布,与普通的线偏振光和圆偏振光有许多的不同,这引起了研究者们的广泛关注。径向偏振光束相比偏振态均匀分布的光源,其经过高数值孔径聚焦后,光斑直径小且焦点处光场的纵向分量很强,使其对瑞利金属粒子具有很强的俘获性[2];径向偏振光束的电场分布沿光轴对称,光束为中空的圆环型[3];径向、角向偏振光束在切向晶体中传播时,不会发生串扰现象[4]。基于以上特性,矢量偏振光束在诸多领域获得广泛应用,如引导和捕捉粒子[5]、粒子加速[6]、提高显微镜分辨率[7]、金属切割[8]、提高存储密度[9]以及表面等离子体共振[10]等。随着人们对矢量偏振光束认识的不断深入,它将在越来越多的领域得到应用。目前已经研究出多种产生矢量光束的方法,且已有成熟的仪器直接产生矢量光束,如运用液晶器件将线偏振的高斯光束转化为矢量光束[11],另外也可以在激光腔内直接产生高阶矢量光束[12]。通常,实验室采用相干合成技术产生矢量光束。研究试验中,经常加入两个半波片对径向矢量光束和角向矢量光束进行相互转换[13]。然而,这种转换方法并不方便,利用半波片只能进行径向矢量光束和角向矢量光束之间的转换,当研究人员需要使用其他矢量光束时,就必须重新设计实验光路来产生所需的矢量光束,而无法通过简单地调整波片使已知的矢量光束变更为研究所需的其他类型的矢量光束。为了解决这个问题,文章提出了磁光效应的方法。

磁光效应[14]与电场使晶体产生电光效应相似,磁场也能使晶体产生光各向异性。法拉第效应是磁光效应的一种,当光波平行于磁场方向传播时,线偏振光的偏振面将发生旋转。而磁光调制利用的就是法拉第电磁旋光效应,通过控制电信号改变入射光的偏振方向。通过此装置可实现径向偏振光与角向偏振光的相互转换。

1 理论分析

磁光调制主要是基于法拉第旋转效应,当线偏光在介质中传播时,在外加磁场作用下,偏振方向将随磁场的大小变化发生不同程度的偏转,这个偏转角度θ的大小与沿光束方向的外加磁场强度H及光在介质中传播的距离L之积成正比,如式(1)所示:

式中,V为维尔德(Verdet)常数,表示在单位磁场强度下,线偏光通过单位长度的磁光介质后偏振方向旋转的角度。

矢量光束横截面上的偏振方向可用琼斯矢量来描述,如式(2)所示:

其中是p矢量光束的拓扑数,φ是方位角,θ0表示初始偏振方向。当p=1时,θ0=0表示径向偏振光,θ0=π/2表示角向偏振光。实验中常使用相干合成技术,将特定模式的激光束合成矢量光束。比如可将携带相反拓扑数的一束左旋和一束右旋的涡旋光束合成携带相应拓扑数的矢量光束,合成的矢量光束光场分布如式(3)所示:

其中p是合成的矢量光束的拓扑数,φ方位角,θ0表示初始偏振方向,为左旋涡旋光,为右旋涡旋光。

2 设计思路

基于4f系统的相干分解与合成产生径向偏振光[15]。如图1所示,激光光源(He-Ne632.8nm)分别经过透镜L1、L2及起偏器P1后,激光转换为准直后的45度线偏光,将编码好的计算全息图投影到空间光调制器SLM(HOLOEYE LC2002)上形成全息光栅。准直后的线偏光通过空间光调制器后,经过衍射形成不同级次,通过透镜L3后,对应于频谱面的不同位置。运用孔径光阑AP将+1与-1级取出,此两级的光束为45°线偏光,其分别通过紧贴于孔径后的λ/4波片后,转换为左旋圆偏光与右旋圆偏光。左右圆偏光经过透镜L4入射至Rochi光栅,变成准直平行光,系统中透镜L3的后焦面与L4的前焦面重合,中间放置孔径光阑进行空间滤波,空间光调制器SLM与Rochi光栅G分别置于L3与L4的前焦面与后焦面。

4f相干分解与合成系统产生径向偏振光后,将光束射入磁光调制系统。磁光调制器的组成如图2所示,工作物质(YIG或掺Ga的YIG棒)置于沿光传播方向的光路上,其右端放置了检偏器P2,用于检测出射光束的偏振态。工作物质上缠绕通直流电的螺旋线圈,用于产生平行于光传播方向的磁场,并在垂直于光传播方向上加恒定磁场Hdc,获得线性调制并使晶体磁化饱和[14]。在接通电源的情况下,入射光通过工作物质时,其偏振面将发生旋转,旋转的角度正比于磁场强度H。因加有恒定磁场Hdc,与通光方向垂直,故旋转角与Hdc成反比[14],θ的表达式如式(4)所示。

θs:磁饱和状态下,单位磁场强度下,光通过单位长度的磁光介质后偏振方向旋转的角度

Hdc:垂直于光传播方向的恒定磁场强度

H:由直流线圈产生的调制磁场强度

L0:磁光介质长度

通过相干合成矢量光束系统,当出射光为初始偏振方向θ0=0的径向矢量光束时,经过磁光调制系统时,可通过调节磁场大小,使得径向矢量光束发生π/2角度变化,从而转换为角向矢量光束,结合公式(3)(4),可得出矢量光束电场分布与转换角度的关系如下所示。

其中,ER表示p=1,θ0=0 时径向矢量光场分布,EA表示p=1,θ1=π/2时角向矢量光场分布,磁场大小与转换角度关系:。

3 仿真结果与分析

通过Matlab软件对传播过程进行仿真,得出如图3与图4所示的仿真效果图,图中箭头表示该处的偏振方向。图3(a)为4f系统产生的径向偏振矢量光束,图3(b)为径向偏振矢量光束通过磁光调制系统后,但未经过检偏器的角向偏振矢量光束,图3(c)为磁光调制系统对径向偏振光任意偏振方向的调制。经过调制后,将调制产生的角向偏振矢量光束通过检偏器,检偏器只允许特定方向的偏振光束通过,可用来检验经过磁光调制系统后的矢量光束的偏振状态是否与理论相符。通过调节检偏器的检偏角度,可检验各个方向的偏振态。

图4为转换后的角向偏振矢量光束经过检偏器的效果图,其中检偏器设置的偏振方向分别为0°,45°,90°和135°。当检偏器为0°时,只允许有水平方向偏振分量的光通过,形成如图4(a)的两处亮斑;当检偏器为45°时,只允许斜向左45°方向有偏振分量的光束通过,形成如图4(b)的两处亮斑;当检偏器为90°时,只允许有水平偏振分量的偏振光通过,形成如图4(c)的两处亮斑;当检偏器为135°时,只允许有向右斜向上45°有偏振分量的光束通过,形成如图4(d)的两处亮斑。通过检偏器四种起偏角度的检测,即可判断通过磁光调制系统的径向偏振矢量光束是否已转换为角向偏振矢量光束,从而说明磁光调制的矢量光束转换系统是可行的。

4 结论

提出了一种基于磁光调制的新型矢量光束转换方法,介绍了4f系统产生径向偏振光的方法及磁光调制系统的搭建。仿真实验结果表明,磁光调制效应能有效将径向偏振矢量光束与角向偏振矢量光束进行灵活的相互转换。

摘要：提出一种基于磁光调制的新型转换方法,该方法利用磁光效应实现对入射光束偏振方向的调控,通过调节磁光调制装置的电信号的强弱,任意控制矢量光束的偏振方向。仿真分析表明,该方法能实现径向偏振光与角向偏振光之间的灵活转换。

磁光记录 篇6

随着光通信系统小型化集成化的不断发展,对隔离器等光器件的小型化要求不断提高。基于传统的法拉第效应的隔离器在小型化中遇到很大的困难,其结构复杂,且不易与其他器件匹配。要设计小型的易于集成的隔离器,必须提出新思路新方法。在外磁场的作用下,磁光介质对电磁波的响应表现出各向异性的特性。其介电常数或磁导率变为张量。通过施加反向外磁场,可以在磁光介质中形成磁畴壁,磁畴壁处电磁模式是单向的。因而,磁光材料可以作为设计非互易器件的一个选择。为了进一步探索电磁波在磁光介质磁畴壁处的传输特性,本文设计了仿真实验,模拟外磁场调控下电磁波从一种磁光介质磁畴壁进入另一种折射率不同的磁光介质磁畴壁的传播特性。

1 磁光介质磁畴壁处单向模式推导

在外磁场作用下,磁光介质对电磁波的响应表现出各向异性的特点［1］。具体而言,在微波频段,磁光介质对电磁波的响应表现为张量形式的磁导率; 在光频段,磁光介质对电磁波的响应表现为张量形式的介电常数。假设外磁场沿着z轴施加,则张量形式的磁导率具有如下形式［2］:

其中,μ2的符号依赖于外磁场的方向,μ0是真空中的磁导率,而 μ1和 μ2通常随电磁波的频率变化,并且依赖于外加磁场的强度,具体如下所示［3］:

这里,H0是施加于磁光介质的外磁场的强度,M是介质的饱和磁化强度,ω 是电磁波的角频率,γ 是旋磁率。如果保持H0不变,并将工作频率限制在某一较窄的频率范围,则可将 μ1和 μ2视为常数。由公式( 2) 和式( 3) 可知,在一定频率范围内,μ1和 μ2的符号相同。

对于旋磁磁光介质,TM模式的Hx,Hy分量为零,磁导率非对角元μ2对电磁波的传播没有影响,TM模式的电磁波在旋磁磁光介质中没有单向模存在。故只考虑TE模式的电磁波。此时电磁波存在Ez,Hx,Hy三个分量。如图1所示,假设外磁场沿着y = 0平面反向,y >0时,

图 1 均一磁光介质处于外磁场中，沿 y = 0 处磁场反向，形成磁畴壁，磁畴壁两侧张量磁导 μ2号

本文假设所分析的区域没有自由电荷存在,则根据磁畴壁处的电磁场需满足的边界条件,即的切向分量保持连续,的法向分量保持连续。边界条件可表示为如下四个关系式:

式中上标符号表示分量是属于y > 0 还是y < 0 部分。在时谐振荡的情况下,电场与磁场满足如下关系:

对于旋磁磁光介质,存在本构关系对公式( 1) 磁导率求逆可得:

假设在磁畴壁处存在边界束缚模,则边界模的场量应向磁畴壁的两侧衰减［4］,可以写出TE模电场强度表达式如下:

其中,A和B是电磁波振幅; k为波矢; α 和 β 为磁畴壁两侧正的衰减系数; ω 为电磁波角频率。由表达式可知,E+沿y轴正向衰减,E－沿y轴向衰减。

考虑到电场E只有Ez分量,将公式( 5) 展开可得:

将式( 7) 电场表达式带入式( 8) 可得:

由边界条件By+= By－知A = B 。

考虑以及y=0平面上下非对角元异号得:

利用对称性可知α=β,由H+x=H-x、α=β、A=B三式可以推导出:

由式(11)得到边界模色散关系如下:

在确定 μ1,μ2和 α 后,可以求出k 。根据公式( 2) 和( 3) ,对于确定的参数条件,μ1和 μ2具有确定的正负号,其中 α 为正数,所以k具有确定的正负特性,即磁畴壁处的边界电磁模式只能沿磁畴壁的某一特定方向传播。由此,证明了边界模式的单向性。

2 仿真分析

本文考虑磁光介质磁畴壁处单向传播的电磁波进入不同折射率磁光介质磁畴壁的传播情况,设置了如图2 所示的仿真平台。

为了分析方便,仅考虑二维情况。为介质分界面,两种介质均为磁光介质,S为光源位置。图2中的A、B、C、D是设定的监控点,用来探测通过监控点处的电磁波能量,监测点宽度覆盖磁畴壁的宽度。

按照图2 所示,设置了两种不同的仿真实验。第一种情况,磁光介质1 与磁光介质2 施加的外磁场方向相同,即的正负号情况相同,此时两种介质磁畴壁处的单向模同向。第二种情况,改变磁光介质1 施加的外磁场方向,使其与介质2 外磁场反向,则的正负号情况相反,此时两种介质磁畴壁处的单向模反向。

本文使用的仿真软件是修改后的MEEP［5］,程序中使用的是磁导率的逆矩阵,添加了设置其非对角元素的功能。MEEP使用无量纲的单位,仿真区域是16a × 6a ( a是单位长度) 的矩形区域,ε1为60,ε2为16,1为3. 0179,2为0. 2936,光源频率为0. 16,频率宽度为0. 01,分辨率为40。

仿真得到的结果如图3 所示。

由图3( a) 可知,介质2 中集中在磁畴壁处单向传播的电磁波通过介质分界面后在仍然集中在介质1 的磁畴壁处传播。由图3 ( b) 可知,A点传输谱值较大,说明电磁波大部分透过介质交界面继续传播,且集中在介质1 的磁畴壁处。两种磁光介质只有介电常数不同,由得n1= 2n2,可计算功率反射系数R = 1 /9,理论计算结果与仿真结果基本相符。由图3( c) 可知,介质2中集中在磁畴壁处的电磁波不能直接通过介质交界面进入介质1 的磁畴壁,而是沿介质分界面传播再进入介质1。由图3( d) 可知,A点传输谱值较小,而B点传输谱值较大,说明介质1 磁畴壁上电磁波能量很小,部分电磁波沿介质分界面传播。

3 结束语

由仿真结果可知,如果施加相同外磁场,两种磁光介质单向模同向,磁光介质磁畴壁处单向传播的电磁波可以透过介质交界面继续传播; 如果两种介质施加的外磁场反向,在磁畴壁处传播的电磁波则会受到很大影响,通过介质交界面后不存在单向模。通过分析外场调控的磁光介质磁畴壁处电磁波的传播特性,可以为人们控制光路提供新思路。

参考文献

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