Магнитооптический эффект Керра

В геометрии полярного эффекта Керра внешнее поле или намагниченность ориентированы нормально к поверхности образца и могут взаимодействовать со светом обеих (s и p) поляризаций. Наибольший эффект наблюдается при нормальном падении и описывается простым выражением [8][9], связывающим компоненты тензора диэлектрической проницаемости ${\displaystyle \varepsilon _{ij}}$ с измеряемыми на опыте вращением ${\displaystyle \vartheta }$ и эллиптичностью ${\displaystyle \Psi }$. Если магнитное поле направлено по оси z, то

${\displaystyle {\tilde {\Phi }}=\vartheta +i\Psi ={\frac {i\varepsilon _{xy}}{{\hat {n}}(\varepsilon _{xx}-1)}}}$

где ${\displaystyle {\hat {n}}=n+ik}$ комплексный показатель преломления

Из приведённого выражения видно, что в непоглощающих средах, у которых тензор диэлектрической проницаемости содержит только действительные компоненты, поворот плоскости поляризации при отражении не наблюдается.

Полярный эффект Керра изменяется линейно с полем и вращение меняет знак при перемагничивании образца. Для неферромагнитных материалов этот эффект иногда называют «полярный эффект Фарадея в отраженном свете».

В некоторых русскоязычных работах меридиональный эффект Керра называют продольным или меридиальным.

Вектор намагниченности лежит в плоскости отражающей поверхности и параллелен плоскости падения света. Наибольший эффект наблюдается при больших углах падения. При нормальном падении эффект не наблюдается.

В некоторых русскоязычных работах экваториальный эффект Керра называют поперечным.

В экваториальном эффекте Керра вектор намагниченности перпендикулярен плоскости падения света и параллелен поверхности образца. Эффект проявляется только для компоненты поляризации, нормальной к намагниченности (p-компоненты) и равен нулю для света, поляризованного параллельно намагниченности (s-компоненты). Экваториальный эффект Керра является эффектом первого порядка по намагниченности. Его проявление заключается в изменении коэффициента отражения под действием намагниченности и, как следствие, в изменении интенсивности света и сдвиге фазы линейно-поляризованного света. Данный эффект может наблюдаться только для поглощающих материалов, то есть для материалов с ненулевой компонентой комплексной части тензора диэлектрической проницаемости. Для действительной части тензора диэлектрической проницаемости и для s-компоненты поляризации света может наблюдаться только более слабый квадратичный по намагниченности эффект.

В дополнение к полярному, меридиональному и экваториальному линейным эффектам Керра, возможны квадратичные эффекты более высокого порядка, при которых угол поворота плоскости поляризации зависит от произведения намагниченностей в полярном, продольном и поперечном направлениях. Подобные эффекты, также иногда называемые квадратичными эффектами Керра, известны как эффект Фогта. (англ.) и эффект Коттона — Мутона

Конкретные свойства среды задаются видом тензоров диэлектрической проницаемости ${\displaystyle {\hat {\varepsilon }}}$ и магнитной проницаемости ${\displaystyle {\hat {\mu }}}$. В области оптических частот магнитная проницаемость стремится к единице, поэтому мы ограничимся рассмотрением тензора ${\displaystyle {\hat {\varepsilon }}}$, однако в области низких частот приведённые ниже свойства ${\displaystyle {\hat {\varepsilon }}}$ справедливы и для ${\displaystyle {\hat {\mu }}}$.

В случае оптически изотропного ферромагнетика в магнитном поле, направленном вдоль оси z, тензор диэлектрической проницаемости можно записать в виде [9]:

${\displaystyle {\hat {\varepsilon }}={\hat {n}}^{2}{\begin{pmatrix}1&iQ&0\\-iQ&1&0\\0&0&1\end{pmatrix}}}$

где ${\displaystyle {\sqrt {\varepsilon _{xx}}}={\hat {n}}=n+ik}$ комплексный показатель преломления, ${\displaystyle Q={\frac {\varepsilon _{xy}}{\varepsilon _{xx}}}}$ — магнитооптический коэффициент.

Для произвольного угла падения ${\displaystyle \phi }$ магнитооптический эффект Керра ${\displaystyle {\tilde {\Phi }}=\vartheta +i\Psi }$,

где ${\displaystyle \vartheta }$ и ${\displaystyle \Psi }$ — измеряемые на опыте вращение и эллиптичность, запишется в виде:

В полярной геометрии

${\displaystyle {\tilde {\Phi }}=i~{\frac {{\hat {n}}^{2}\left(\sin \phi \operatorname {tg} \phi \pm {\sqrt {{\hat {n}}^{2}-\sin ^{2}\phi }}\right)}{({\hat {n}}^{2}-1)({\hat {n}}^{2}-\operatorname {tg} ^{2}\phi )}}Q}$

В меридиональной геометрии

${\displaystyle {\tilde {\Phi }}=i{\frac {{\hat {n}}^{2}\sin \phi \left(\sin \phi \operatorname {tg} \phi \pm {\sqrt {{\hat {n}}^{2}-\sin ^{2}\phi }}\right)}{({\hat {n}}^{2}-1)({\hat {n}}^{2}-\operatorname {tg} ^{2}\phi ){\sqrt {{\hat {n}}^{2}-\sin ^{2}\phi }}}}Q}$

Для p-поляризации перед корнем в числителе берётся знак "${\displaystyle +}$", для s-поляризации перед корнем берётся знак "—"

В экваториальной геометрии

${\displaystyle \delta _{p}={\frac {\Delta I}{I}}=-\operatorname {Im} {\frac {4{\hat {n}}^{2}\operatorname {tg} \phi }{({\hat {n}}^{2}-1)({\hat {n}}^{2}-\operatorname {tg} ^{2}\phi )}}Q}$

Магнитооптические эффекты в ферромагнитных металлах вызваны не классическим закручиванием электронов силой Лоренца, а связаны с внутризонными и межзонными переходами. Причем внутризонные переходы определяют магнитооптические эффекты в области низких энергий, в то время как межзонные – в области высоких.

Внутризонный механизм связан со спин-орбитальным взаимодействием, которое вызывает асимметричное рассеяние электронов и нормальное рассеяние электронов, ассоциируемое с внутризонным поляризационным током, нормальным к вектору намагниченности и вектору движущегося электрона. Эти эффекты, в основном, определяются d- электронами, так как для них спин-орбитальное расщепление значительнее, чем для s- и p-электронов.

Межзонные поглощение в металлах ассоциируется с переходами с поверхности Ферми в вышележащую пустую зону или с переходом из нижележащей заполненной зоны на поверхность Ферми.

• Кринчик Г.С. Физика магнитных явлений. — М.: из-во МГУ, 1985. — 336 с.
• Смоленский Г.А. Физика магнитных диэлектриков. — Л.: Наука. Ленинград. Отд., 1974. — 454 с.
• Звездин А.К., Котов В.А. Магнитооптика тонких плёнок. — М.: Наука, 1988. — 192 с.
• Аззам Р., Башара Н. Эллипсометрия и поляризованный свет. — М.: "Мир", 1991. — 584 с.

• Zvezdin A.K., Kotov V.A. Modern magnetooptics and magnetooptical materials (англ.). — Institute of Physics Publishing, 1997. — P. 404. — ISBN 9780750303620.
• Magnetism Fundamentals I (неопр.) / Etienne Du Trémolet de Lacheisserie, D. Gignoux, Michel Schlenker. — Springer Science & Business Media, 2005. — С. 507. — ISBN 9780387229676.