Obserwacja naostruktur magnetycznych (1)

1. Obserwacja naostruktur magnetycznych (1) • Promienie X - dichroism • Fotoelektrony - PEEM Bolesław AUGUSTYNIAK

2. Mikroskopia za pomocą promieni X • Właściwości promieni X - źródła promieniowania X – synchrotrony - oddziaływanie promieni X (fali świetlnej) z elektronami - absorpcja z uwzględnieniem efektów kwantowych - zjawisko dichroismu Bolesław AUGUSTYNIAK

3. Promieniowanie synchrotronowe Origin of polarized synchrotron radiation from a bending magnet source. Electrons moving on a circular orbit have an angular momentumL, which for the electron motion shown here points in the down direction. Whenthe accelerated electron radiates, it transfers both energy and angular momentumto the B. AUGUSTYNIAK Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

4. CERN: LEP/LHC CERN:LEP Wykład im. Ignacego Adamczewskiego , PG. 2008

5. Synchrotron w celu generacji PS [ASTRID, DK] Wykład im. Ignacego Adamczewskiego , PG. 2008

6. Promieniowanie synchrotronowe – własności Szeroki zakres widma fal elektromagnetycznych Intensywność Kolimacja Struktura czasowa Polaryzacja Stabilność wiązki Małe rozmiary źródła Czyste środowisko Wykład im. Ignacego Adamczewskiego , PG. 2008

7. Stożek promieniowania synchrotronowego Stożek promieniowania ma szerokość kątową ν – prędkość cząstki B. AUGUSTYNIAK Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

8. Czas impulsu promieniowaniowania synchrotronowego Czas impulsu Δt określony jest przez długość łukuloraz promień krzywizny ρ tego łuku. Krzywizna łuku wynika z natężenia pola B zakrzywiającego tor (siła Lorentza) i jest tym samym związana z częstością ‘cyklotronową’ ωo „Pasmo częstotliwościowe” promieniowana synchrotronowego – (dla dużych wartości γ) B. AUGUSTYNIAK Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

9. Polaryzacja światła synchrotronowego Electrons moving on a circular orbit have an angular momentumL, which for the electron motion shown here points in the down direction. Whenthe accelerated electron radiates, it transfers both energy and angular momentumto the emitted photons. For radiation emitted in the plane of the electron orbit, asshown in the middle, the x-ray propagation direction z is perpendicular to L. Theemitted x-rays have Lz = 0 and are linearly polarized. L has a finite projection Lz along x-ray emission directions below or above the electron orbit plane.For radiation above the orbit plane, as shown on the left, the projection of L is along−z and the x-rays have an angular momentum Lz = −ħ. In this case, the E-vectorrotates in time about the propagation direction (direction of the thumb) accordingto the left hand rule and the wave is left circularly polarized. For radiation belowthe orbit plane, L has a projection along +z, and the x-ray angular momentum hasthe value Lz = + ħ. Now the right hand rule applies and the wave is right circularly polarized B. AUGUSTYNIAK Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

10. Prawoskrętna Lewoskrętna Polaryzacja kołowa – konwencja kierunku Obserwator patrzący w kierunku źródła widzi wektor E wirujący w stronę zgodną z ruchem wskazówek zegara Obserwator patrzący w kierunku źródła widzi wektor E wirujący w stronę przeciwną z ruchem wskazówek zegara http://en.wikipedia.org/wiki/User:Dave3457/list_of_the_related_images

11. polaryzacja kołowa 2 Definition of the rotation sense of the E-vector in space and time for rightand left circularly polarized waves. When the thumb of the right hand points in thedirection of the wave vector k, the E-vector rotates in time according to the righthand rule for a right circular wave. Similarly, the rotation sense in time for a leftcircular wave is determined by the left hand rule B. AUGUSTYNIAK Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

12. polaryzacja światła a moment pędu fotonu Illustration of linearly and circularly polarized light, showing the motionof the polarization vector E in space and time. For RCP the angular momentum Lpoints into the direction of k and has the value +ħ, and for LCP L points into thedirection −k and has the value − ħ. L is an axial vector B. AUGUSTYNIAK Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

13. Mikroskopia promieniowania X Scanning X-ray Microscopy (SXM) Możliwości: kontrast absorpcyjny, spektromikroskopia(wykorzystuje np. fluorescencje) Obszar oświetlany na próbce ma średnicę rzędu 50 nm Wykład im. Ignacego Adamczewskiego , PG. 2008

14. Oddziaływanie X z ‘materią’ B. AUGUSTYNIAK

15. Rozpraszanie nieelastyczne, absorbcja, emisja fotonów Wykład im. Ignacego Adamczewskiego , PG. 2008

16. Techniki badania absorpcji promieni X http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

17. Spectroskopia absorbcji promieni X XAS Absorpcja X w okolicy krawędzi L2,3 Elektrony przechodzą ze stanu 2p do stanów wolnych powyżej poziomu Fermiego (zakreślony obszar). Stan 2p jest rozszczepiony (oddziaływanie spin-orbita). Przejście do stanu 3d (wolnego) z rozszczepionego poziomu 2p skutkuje dwoma pikami absorpcji UWAGA: oddziaływanie kwantu i elektronu uwarunkowane jest regułą na różnicę w momencie pędu Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005 Bolesław AUGUSTYNIAK

18. Oddziaływanie promieni X z elektronami http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

19. Widma L3 i L2 absorpcji promieni X Bolesław AUGUSTYNIAK http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf

20. Rozpraszanie fotonu X na dipolu elektrycznym i magnetycznym Fig. 9.2. Mechanisms of X-ray dipole scattering from a charge and a spin. Note that charge scattering preserves the polarization direction while spin scattering rotatesit. UWAGA: przyjęto umowę, żepłaszczyzna polaryzacji fali EM pokrywa się z płaszczyzną drgań wektora E Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008 Bolesław AUGUSTYNIAK

21. Polaryzacja liniowa i kołowa UWAGA: polaryzacja kołowa związana jest z momentem pędu fotonu http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

22. Dwa doświadczenia - skręcenie płaszczyzny polaryzacji Skręcenie płaszczyzny polaryzacji przez substancję chiralną lub przez materiał namagnesowany Odkrywca Louis Pasteur, 1848 r Odkrywca Michael Faraday w 1845 r http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

23. Przechodzenie fali EM spolaryzowanej liniowo przez warstwy namagnesowane –> polaryzacja eliptyczna Transmission of linearly polarized photons through two hypothetical magnetic samples. A photon beam, linearly polarized along x is incident on the magnetic sample 1 with magnetization direction M pointing along the photon wavevectork and the z-axis of our coordinate system. Sample 1 is assumed to have different phase velocities for RCP (Lz =+ ħ) and LCP (Lz = - ħ) photons but no or equal absorption of the two circular components. This results in a relative phase shift of the RCP andLCP partial waves that compose the incident linearly polarized light and leads to a rotation, the Faraday rotation, of the polarization vector by an angle φ. After sample 1 the photon beam is still linearly polarized but its E vector is rotated by φ in the x y plane. The photon beam then traverses sample 2, which also has its magnetization M oriented along z . This sample is assumed to have different phase velocities and different transmission factors for RCP and LCP photons, with preferential absorption of LCP light. After the sample, the transmitted light is right elliptically polarized. Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008 Bolesław AUGUSTYNIAK

24. Dichroizm Dichroizm (od greckiego dikhroos - dwubarwny) - początkowo oznaczał właściwość materiału czy urządzenia polegającą na podziale padającej wiązki światła na dwie wiązki o różnych barwach. Obecnie odnosi się przede wszystkim do właściwości materiałów polegającej na różnym pochłanianiu światła, w zależności od jego polaryzacji, np. dla światła spolaryzowanego liniowo w kierunkach wzajemnie prostopadłych czy też spolaryzowanego kołowo prawo- i lewoskrętnie. Dichroizm kołowy to zjawisko polegające na różnej absorpcji przez substancje światła spolaryzowanego kołowo prawoskrętnie i lewoskrętnie. Dichroizm kołowy wykazują substancje optycznie czynne (chiralne). Substancje nieczynne optycznie (achiralne) mogą wykazywać zjawisko dichroizmu kołowego pod wpływem zewnętrznego pola magnetycznego - zjawisko to znane jest jako magnetyczny dichroizm kołowy (ang. magneticcirculardichroism, MCD. W praktyce, najczęściej wykorzystuje się magnetyczny dichroizm kołowy w zakresie promieniowania rentgenowskiego (X-raymagneticcirculardichroism, XMCD), http://pl.wikipedia.org/wiki/Dichroizm Bolesław AUGUSTYNIAK

25. Cztery dichroizmy Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008 Bolesław AUGUSTYNIAK

26. Dwa dichroizmy liniowe • X-ray natural linear dichroism spectra of La1.85Sr0.15CuO4 near the Cu L-edge . The resonances are due to transitions to the highest energy unfilled dx2 -y2 orbital. X-ray natural linear dichroismXNLD is due to an anisotropic charge distribution. • Magnetic linear dichroism spectrum of an epitaxial thin film of antiferromagnetic LaFeO3 with the E vector aligned parallel and perpendicular to the antiferromagnetic axis . The splitting of the L2 resonance is due to multiplet effects. X-ray magnetic linear dichroismXMLD arises from a charge anisotropyinduced by axial spin alignment. Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008 Bolesław AUGUSTYNIAK

27. Dwa dichroizmy kołowe (b) X-ray absorption spectrum (red) of single crystal LiIO3 and the difference spectrum (gray), the X-ray natural circular dichroism spectrum, obtained from absorption spectra with left and right circularly polarized X-rays, incident along a special crystalline axis; X-ray natural circular dichroismXNCD maybepresentanisotropic charge distributions that lack a center of inversion. (d) X-ray magnetic circular dichroism spectrum around the L3 and L2 edges of Fe metal. The photon angular momentum was aligned parallel or antiparallel to the magnetization direction of the sample. X-ray magnetic circular dichroismXMCD arises from directional spin alignment. Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008 Bolesław AUGUSTYNIAK

28. magnetic natural linear dichroism http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

29. Magnetic Linear Dichroism 2 http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

30. Magnetic natural linear dichroism Illustration of the L-edge X-ray absorption processes of linearly polarized photons with angular momentum q = ±1. For the d valence shell we show the correspondence between the Stoner band picture of a magnetic material and an atomic one-hole d shell model. We have chosen our magnetization direction such that the down-spins are filled and the up-spins partially unfilled. In the atomicmodel we assume one spin-up hole and show the possible 2p core to 3d valence transitions assuming circularly polarized light with angular momentum q. The fraction of up-spin electrons excited from the p core shell through absorption of X-rays with angular momentum q = ±1 is listed for the L3 and L2 edges. Here we have assumed the X-rays to be incident parallel to the atomic magnetic moment m. L3 L2 Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008 30 Bolesław AUGUSTYNIAK

31. magnetic natural linear dichroism 3 http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

32. magnetic natural linear dichroism 4 http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

33. Obrazy XMLD Bolesław AUGUSTYNIAK Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005

34. Magnetyczny dichroizm kołowy promieni X X-ray Magnetic Circular Dichroism XMCD • Odkrycie zjawiska – 1987 r G. Schutz, W. Wagner, W. Wilhelm, P. Kienle, R. Zeller, R. Frahm, and G. Materlik, Phys. Rev. Lett. 58, 737 (1987) Bolesław AUGUSTYNIAK

35. Magnetic circular dichroism The XMCD effect illustrated for the L-edge absorption in Fe metal. The shown density of spin-up and spin-down states closely resembles that calculated forFe metal. The experimental data on the right have been corrected to correspond to 100% circular polarization. We show the case of circularly polarized X-rays with positive angular momentum (helicity), and the color coded spectra correspond to the shown sample magnetization directions Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008; http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf; Bolesław AUGUSTYNIAK

36. Przyczyny magnetycznego kołowego dichroismu Fig. 9.13. Illustration of the L-edge X-ray absorption processes of circularly polarized photons with angular momentum q = ±1 (in units of ˉh). For the d valence shellwe show the correspondence between the Stoner band picture of a magnetic material and an atomic one-hole dshell model. We have chosen our magnetization direction such that the down-spins are filled and the up-spins partially unfilled. I In theatomic model we assume one spin-up hole and show the possible 2p core to 3d valence transitions assuming circularly polarized light with angular momentum q. The fraction of up-spin electrons excited from the p core shell through absorption of X-rays with angular momentum q = ±1 is listed for the L3 and L2 edges. We have assumed the X-rays to be incident parallel to the atomic magnetic momentm. In the inset we show the XMCD difference spectrum calculated with the atomic model and assuming the shown resonant peak shapes L3 L2 Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008; 36 Bolesław AUGUSTYNIAK

37. Absorbcja promieni X spolaryzowanych kołowo 1 Jeśli X jest spolaryzowane KOŁOWO (lewoskrętnie lub prawoskrętnie) to absorpcja X dla przejścia elektronu ze stanu 2p do stanu 3d zależy od wzajemnej relacji kierunku SPINU elektronu i kierunku propagacji spolaryzowanej fali dla danej skrętności. UWAGA 1: jeśli spin elektronu jest równoległy do kierunku propagacji światła wówczas powstaje różnica we współczynniku absorpcji dla różnych skrętności. Badanie RÓŻNICY absorpcji dla różnych skrętności uwidacznia różnice w kierunkach spinów stanu 2p3/2 i 2p1/2 Rys. 1.3. pokazuje, że jest przewaga spinów ‘up’ w stanie nad spinami w stanie ‘down’. Poziomy 2p3/2 i 2p1/2 różnią się względem siebie kierunkiem spinu -> powinny wystąpić różnice w absorpcji po zmianie zwrotu polaryzacji kołowej Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005 Bolesław AUGUSTYNIAK

38. Absorpcja promieni X spolaryzowanych kołowo 2 UWAGA 2 : moment magnetyczny może być wynikiem złożenia momentu spinowego i momentu orbitalnego ( w ułamkach specyficznych dla danej struktury atomów) UWAGA 3: dla przejścia 2p -> 3d zmianamomentu pędu orbitalnego jest taka sama dla obu stanów 2p3/2 i 2p1/2 (l =1 dla poziomu ‘p’ i l = 2 dla poziomu ‘d’). Dla takich przejść różnica w absorpcji dla obu maksimów po zmianie kierunku cyrkulacji nie zmieni ZNAKU A B Rys. 1.4. pokazuje efekt różnicowy widm absorpcji po zmianie kierunku cyrkulacji) dla przypadku, gdy atom ma moment magnetyczny ‘zmieszany’ od ms oraz ml (wykresC) . Widmo to można rozłożyć naskładnik związany tylko z momentem spinowym (rysunek A) (zerują się momenty orbitalne) oraz na składnik związany z momentem orbitalnym (rysunek B) . C Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005 Bolesław AUGUSTYNIAK

39. Widma XMCD dla czystych metali A barn is defined as 10−28 m2 (100 fm2) and is approximately the cross sectional area of a uranium nucleus http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

40. Wyznaczanie koncentracji dziur Nh oraz momentów ms i mo http://www-ssrl.slac.stanford.edu/sbsummerschool/studentsonly/stohr_2005x-ray-absorption.pdf Bolesław AUGUSTYNIAK

41. Widma XCDM i analiza momentów • Analiza widm XCDM dla wielowarstwowej struktury Ni/Fe/Co na Cu . • Grubości warstw Fe : • 10 ML, b) 5 ML, c) 2 ML. • Wartości wag p1 i p2 – z dopasowania Bolesław AUGUSTYNIAK Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005

42. Widma XCDM i analiza momentów 2 Analiza widm XCDM dla wielowarstwowej struktury Ni/Fe/Co na Cu o zmiennej grubości Fe i Ni Bolesław AUGUSTYNIAK Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005

43. Widma XCDM i analiza momentów 3 Analiza widm XCDM dla wielowarstwowej struktury Ni/Fe/Co na Cu o zmiennej grubości Fe i Ni Bolesław AUGUSTYNIAK Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005

44. Mikroskopy do badania za pomocą promieni X Bolesław AUGUSTYNIAK 44 Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

45. Mikroskop STXM (a) In scanning transmission X-ray microscopy, STXM, a mono- chromatic X-ray beam is focused to a small X-ray spot by a suitable X-ray optic, e.g., a zone plate as shown, and the sample is scanned relative to the X-ray focal spot. The spatial resolution is determined by the spot size which is determined bythe width of the outermost zones in the zone plate. The intensity of the transmitted X-rays or the fluorescence or electron yield from the sample are detected as a function of the sample position and thus determine the contrast in the image. Bolesław AUGUSTYNIAK 45 Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

46. Mikroskop TIXM In transmission imaging X-ray microscopyTIXM, the incident beam may be eithermonochromatic or not. The beam is focused by a condensor zone plate that in conjunction with a pinhole before the sample produces a mono chromatic photon spot onthe sample. For an incident polychromatic beam the energy resolution is determined by the zone plate and the pinhole and is typically not very high (E/ΔE ≈ 200). Ac microzone plate generates a magnified image of the illuminated sample area which can be viewed in real time by a X-ray sensitive CCD camera. The spatial resolution is determined by the width of the outermost zones in the microzone plate. Bolesław AUGUSTYNIAK 46 Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

47. Mikroskop PEEM (c) In X-ray photoemission electron microscopy, XPEEM, the X-rays are focused by a shaped mirror to match the field of view of an electron microscope. Electrons emitted from the sample are imaged by an assembly of electrostatic or magnetic lenses with magnification onto a phosphor screen, and the image can be viewed in real time at video rates. The spatial resolution is determined by the elec- viewed in real time at video rates. The spatial resolution is determined by the electron optics within the microscope, the size of the aperture, and the ooperation voltage. In advanced designs an energy filter is employed to minimize chromatic aberration effects and such effects are further reduced by aberration correcting optics. Bolesław AUGUSTYNIAK 47 Magnetism From Fundamentals to Nanoscale Dynamics; J. Stohr, H. C. Siegmann; Springer-Verlag, Berlin , 2008

48. Mikroskop PEEM 2 Bolesław AUGUSTYNIAK 48 Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005

49. Mikroskop PEEM 3 Bolesław AUGUSTYNIAK 49 Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005

50. PEEM – obrazy i ich kontrast Magnetic Microscopy of Nanostructures; H. Hopster, H. P. Oepen; Springer-Verlag, Berlin , 2005 Bolesław AUGUSTYNIAK