表面磁光科尔效应

表面磁光克尔效应(SMOKE)

一、磁光效应简介

1845年，Michael Faraday首先发现了磁光效应，即当外加磁场在玻璃样品上时，透射光的偏极面发生旋转的效应（法拉第效应）；随后他在外加磁场之金属表面上做光反射的实验，但由于他所谓的表面并不够平整，因而实验结果不能使人信服。1877年John Kerr在观察偏振光从拋光过的电磁铁磁极反射出来时，发现了磁光科尔效应(magneto-optic Kerr effect)。1985年Moog和Bader两位学者研究了生长在Au单晶(100)面上的Fe单晶超薄膜的磁光克尔效应测量实验，成功地得到一个原子层厚度磁性物质的磁滞曲线，并且提出了以SMOKE来作为表面磁光克尔效应(surface magneto-optic Kerr effect)的缩写，用以表示磁光克尔效应在表面磁学上的研究。这是SMOKE首次被用于研究在Au（0 0 1）表面外延生长的Fe超薄膜的磁学性质。由于SMOKE所表现出的亚原子单层的磁性探测灵敏度和易于与超高真空系统结合的特点，使它在近些年已经发展成为一种重要的和常规的研究薄膜磁学性质的技术。它被广泛应用于研究表面超薄膜的磁有序、磁性相变、磁各向异性，以及层间耦合等多种磁学现象。同时SMOKE 在商业上还被应用于商用高密度的磁光存储技术。

SMOKE的优点：

和别的磁性测量手段相比，SMOKE具有四个优点：

1) SMOKE的灵敏度极高。国际上现在通用的SMOKE测量装置其探测灵敏度可以达到亚原子层的磁性，这一点使得SMOKE在磁性超薄膜的研究中有着重要地位。

2) SMOKE测量是一种无损伤测量。探测用的“探针”是可见光束，因此不会对样品造成任何破坏，对于需要做多种测量的实验样品来说，这一点非常有利。

3) SMOKE 可以测量局域磁性。由于SMOKE测量到的信息来源于被测介质上的光斑照射点，这意味着SMOKE可以对样品上最小的光斑尺寸范围作局域磁性测量。这一点是其它磁性测量手段，诸如振动样品强度计、超导量子干涉磁强计、铁磁共振等无法比拟的。在磁性超薄膜的研究中，样品的制备是一个周期较长而代价昂贵的过程。人们曾经实现在同一块样品上根据生长时间不同制备出厚度不等的契型磁性薄膜，这样从一块样品上就能得到不同厚度样品的磁学信息，从而大大提高实验效率。无疑，SMOKE的局域测量特点使它成为研究这类不均匀样品的最好工具。

4) SMOKE系统的结构比较简单，易于实现样品原位制备和测量一体化。相对其它的磁性测量手段，SMOKE系统的结构比较简单，易于和别的实验设备诸如超高真空设备相连，这一点有助于提高它的功能并扩展其研究领域。

克尔效应（Kerr effect）的应用：

1.磁化行为测量（由纵向、横向和极向三种测量位形）

2.原位磁畴结构观测（用磁光克尔显微镜）

3.动态磁化过程

4.磁光存储器读头

5.磁光隔离器（反射型）

6.磁场强度测量

二、表面磁光克尔效应原理

一束线偏振光入射到磁化了的介质表面时,反射光一般是椭圆偏振光， 以椭圆的长轴来标记反射光的 “偏振面”， 这偏振面相对入射光的偏振面会旋转一定的角度， 这转角与介质的磁化有关,这就是磁光克尔(Kerr)效应,其中转角叫做克尔角。

磁光克尔(Kerr)效应可用电磁学知识定性地解释如下:

假设真空中的电子在电场作用下沿x 方向,在z 方向加一个磁场,在洛伦兹力的作用下,该电子将产生沿y 方向的运动.光线是一种频率很高的周期变化的电磁场.因此,对于固体材料来说,当一束沿x 方向偏振的光线入射到固体的表面,同时在z 方向加一个磁场,使固体受到磁化,那么原本在外电场作用下作周期运动的电子就会产生一个微小的沿y 方向运动的分量.这时,如果仔细测量反射光的偏振态,就会发现除了有原来很纯的x 方向的偏振外,还多了一个y 分量,即偏振方向有一个微小的旋转,旋转角(克尔角)可近似表示为y 和x 分量的比值.通常,只有易于磁化的材料,即含有稀土和过渡金属元素的材料才显现出较强的磁光效应.

在进行超薄膜磁性量测时，磁光克尔效应有三种常用测量位形：外加磁场沿样品表面且平行激光入射面称为纵向(longitudinal)磁光克尔效应；外加磁场（沿样品表面）垂直于入射面称为横向（transverse ）磁光克尔效应；外加磁场垂直样品表面（平行激光入射面）称为极向(polar)磁光克尔效应。如图一所示。

图一 Kerr 效应的三种情况

下面定量介绍磁光克尔效应信号的测量原理。在此将以一膜面在xy 平面上的磁性超晶格薄膜为例加以介绍。物质的介电性质可由一个3x3张量ε

~表示，薄膜介电张量ε~可写为 []ε~ =ε0??????????---111x y x z

y z iQ iQ iQ iQ iQ iQ (1)，

其中ε0为介电常数，Q=(Q x , Q y , Q z )为磁光Voigt 向量，或称Voigt 向量，在一阶近似情况

下，Q 与铁磁性物质的磁化强度M 成正比，而非铁磁性物质的Q 为零。假设E p (i)为p 波入射

光，经由适当的变换，可以求得磁光效应中的重要参数r pp =E p (r)/E p (i)与r sp =E s (r)/E p (i)，定义复

数克尔旋转角为

ψp ≡ r s p /r p p = E s (r )/E p (r )

=(2)，其中n i、n f为折射率，θi、θf为起始介质的入射角与后来介质的折射角，由公式(2)可知ψp是由磁性层厚度d m与Voigt常数Q m相乘后叠加而来，而与其中的非磁性层无关，所以在磁性超薄膜研究中可以得到当磁性物质Q值不变的情况下，磁光克尔效应信号与磁性层厚度成正比。由于可见光在金属中的趋肤深度λ(skin depth)约为2、3百埃左右，对于厚度仅几个原子层的超薄膜而言，磁光克尔效应信号确与磁性层厚度成正比，但是当薄膜厚度超过此深度λ时，磁光克尔效应信号则需要考虑趋肤深度修正(~e-d/λ)。

由理论部份我们得知克尔旋转角θK及克尔椭圆率εK正比于样品的磁化强度，藉由测量克尔旋转角或克尔椭圆率与外加磁场间的函数关系，便可画出磁滞曲线（magnetic hysteresis loop）。实验上常会使用检偏器在一小偏转角情况下，测量反射光强度变化，以求得克尔旋转角与椭圆率。定义检偏器转至平行s波方向时的角度为0o，然后调整一小角度δ (δ≈0o)，由于克尔旋转角很小，因此反射光在s波方向的分量远小于在p波方向的分量，所以E S<

=(3)，

其中为光电探测器所测量到的未磁化样品的反射光强

度，式(3)移项后可得

(4)。

由式(4)可知θK与反射光的强度变化?I成正比，所以实验上是以反射光的强度变化来代表克尔旋转角的变化，并将?I与外加磁场作图以求得磁滞曲线。当要测量克尔椭圆率εK时，只要在检偏器前方放置一个四分之一玻片(quarter-wave plate)，它可以产生π/2的相位差，所以检偏器看到I(θK+ iεK)= -εK+ iθK，而不是θK+ iεK，因此测量到的信号是克尔椭圆率。

两个偏振棱镜的设置状态主要是为了区分正负克尔旋转角，若两个偏振方向设置在消光位置（如一），无论反射光偏振面是顺时针旋转还是逆时针旋转，反映在光强的变化上都是强度增大，这样无法区分偏振面的正负旋转方向也就无法判断样品的磁化方向。当两个偏振方向之间有一个小的角度?时（如二），通过检偏棱镜的光线有一个本底光强Io,反射光偏振面旋转方向和?同向时光强增大，反向时光强减小，这样样品的磁化方向可以通过光强的变化来区分。

图二起偏器与检偏器的相对位置

三实验仪器装置简介

图三表面磁光科尔效应仪器架构图

我们选用的是He-Ne激光器，产生波长为6328埃的激光，激光束首先通过偏振棱镜（起偏器）。 SMOKE 系统对偏振棱镜的要求一般体现在两个指标上，首先是消光比。事实上绝对的偏振光是不存在的，无论怎样的偏振片，产生的都是一个椭圆偏振光，只不过椭圆的短轴较长轴短的多，一般情况下可以近似看作线偏振光，这个短长轴之比称为消光比，消光比越小说明偏振片产生的偏振光越接近线偏振光，smoke系统一般要求偏振片消光比不大于10-5，否则克尔信号产生的光强就会变得很小，增加探测难度，另一个指标就是主透射比，偏振片对光的吸收越小越好，否则最后出射的激光光强太弱，另外，仪器的通光孔径也是一个重要因素，直接决定光路调节的难度。光束经过起偏器后就近似变成了线偏振光，通过凸透镜聚焦到样品表面上，并反射到另一方向。在这里，决定入射角的因素是和信号强度有关的，在纵向克尔效应下，入射角为45度时克尔信号是最强的，但是由于磁场磁铁的限制，我们这里选取的入射角为30度左右。反射到另一方向的光束经过检偏棱镜, 再经凸透镜聚焦打到探测器上。光强信号经转换放大，被记录在实验操作系统，并以数据和图像的形式显示出来。

光路的建立除了上面的描述外，通常还有三点需要注意：

1．光具座的选取。由于所有光学元件都靠光具座固定在光学导轨上，因此光具座的选择是光路建设中一个重要组成部分，无论怎样的光学元件在实际使用中或多或少都需要调节，光具座的选择需要考虑所固定的光学元件的调解范围

2．应注意光学元件的固定。本系统中所有光学元件及光具座都和导轨刚性连接，光学实验中由于光放大的效应，使其对外界震动很敏感，任何固定不当引起的小振动经激光束长距离放大后都会导致最后实验结果中的大误差。

3．光路的准直。系统中无论反射光光束还是入射光束都平行于导轨中央，这样做可以减少激光束所经过的光学元件的的调节幅度；同时，由于应力等原因，光学晶体中央部分的质量一般优于边缘部分，激光束还应当尽量从中心处通过棱镜和透镜等光学元件。

四．实验步骤

一. 检查仪器设备（附仪器结构图）。要保证探测器处于被保护状态（用盖子盖住）；根据每

个组成元件在实验中的作用，检查是否连接完好。

二. 打开氦氖激光器、光探测器电源（包括转换放大器和光强计数计）、电磁铁电源、高斯

计、计算机电源。正式测量之前，氦氖激光器最好稳定半小时以上。

三. 把样品置于电磁铁磁场正中间位置,使磁场与样品表面平行。此时要注意,霍尔探头要与

样品尽量接近,但不能接触。如果仪器已经调整好了，在激光器、样品、探测器整个光路上都能看到光线，且在探测器的盖子中央应该能看到微弱的光点。这时，可直接跳到步骤六。

四. 检查并调整光路（注：安装好的仪器，这一步调节已完成，初学者不需要这样做）。

在调节的过程中,要保证探测器始终处于被保护状态（用盖子盖住），避免探测器接触强光烧毁或减小使用寿命。

（1）取下透镜、起偏器和检偏器，调整入射导轨和反射导轨高度，使导轨平行于水平面。（2）调整激光器的高度，俯仰角度和转动角度，使激光光束平行于入射导轨且打在样品表面中央。调整入射导轨位置，使入射角尽可能达到45度（本实验为30度），以获得较为理想的信号强度。

（3）调整探测器的高度和左右位置，使探测器位于导轨中线上且激光光束正好打在探测器中央。根据反射光束确定反射导轨位置。

（4）经过上述（1）,(2), (3)步骤的调节，使激光器、样品、探测器三点在同一水平面内（即入射线和反射线所在的平面，平行于水平面），且入射线和反射线分别平行于导轨。

五. 根据激光光束精调光路（注：已使用过的仪器，这一步调节已基本完成，后来的使用者

只需微调即可）。

（1）在入射导轨上添加并调整起偏器，使激光光束从起偏器中央穿过，前后移动并调整起偏器，以光束始终穿过中央位置为最佳。

（2）在入射导轨上添加透镜，调节透镜俯仰和前后位置，使光束穿过透镜光心，平行于透镜主光轴且聚焦于样品中央。

（3）按照前面要求依次添加检偏器、凸透镜，使反射光束聚焦于探测器盖子中央位置（盖子绝对不可打开！！）。

（4）经过上述（1）,(2), (3)步骤的调节，使激光器、样品、探测器三点仍在同一水平面内，入射线聚焦于样品，反射线聚焦于探测器。

六. 微微转动检偏器（与起偏器偏振方向成90度），在反射光束最弱的情况取下探测器罩

（探测器电源已打开），并同时查看光强计数计读数，确保不超过量程。否则，立即盖上探测器，以免强光照射受损。根据光强计数计读数调节透镜位置，使聚焦光点完全射入探测器内；当光强计数计读数最大时，说明光线已聚焦在探测器中央。

七. 微调样品位置，并重复上面五、六步骤，使光路达到最佳状态。如果样品在微调位置时，

光路依然能够保持良好的实验状态，说明仪器已经调整好。

八. 在光强计数计的帮助下寻找消光位置。由于起偏器并不能产生完全线偏振光，且线偏振

光在纵向克尔效应中反射回来的是椭圆偏振光，所以检偏器不可能完全消光，我们可认为光强计数计读数最小位置为消光位置。找到消光位置后继续转动检偏器，使计数器示数为消光位置示数的4-5倍，用盖布遮盖整个实验设备。

九. 从计算机上打开测量软件，选择合适的测量参数，开始测量。根据测试结果的噪声大

小，进一步调整仪器，以得到最大的信噪比的测试信号。

十. 测试完毕，关闭仪器。首先将探测器盖上，再依次关闭高斯计，磁场电源，转换放大器，

光强计数计，计算机系统，最后关闭激光器。在此过程中不要改变已经调好的光路，以便下次实验顺利进行。在确定所有仪器都关闭之后，覆盖好遮布。

五实验操作注意事项

1. 在实验过程中要时时注意光路走向，避免激光光束射入眼中造成人身伤害。同时也要注意防电防磁，避免接触高电压，高磁场。

2. 注意保护实验设备。本实验设备昂贵，磁场线圈，光电探测器，都是昂贵且易损坏设备，实验过程中一定要遵守操作规程。遇到问题一定要及时向主管老师说明，禁止违规操作。

3. 实验中有很多技巧性东西，操作时要注意勤于思考，总结。

六数据处理

对于本科生本实验数据处理仅需要根据计算机记录下的数据，通过作图软件作出该测量样品的数据图，观察其磁滞曲线，分析其磁性特征。

对数据感兴趣者可以参看下面的文献，亦可以查阅其它文献，在此不再叙述。

附录1

处于近似消光位置时的测量图像，数据波动较大，说明本底信号弱，噪音信号影响较大。

光强计数计值四倍于消光数值的数据曲线，数据波动较小，说明本底信号较强，噪音影响相对较弱。

附录2 关于He-Ne激光器的简单介绍

氦氖激光器可在可见光区及红外区中产生多种波长和激光谱线，主要产生的有632.8nm红光、1.15um及3.39um红外光。632.8nm氦氖激光器最大连续输出功率可达1w，寿命可达一万小时以上。借助调节放大电流大小，使功率稳定性达到30秒内的误差为0.005%，使分钟内的误差为0.015%的功率稳定度：发散角仅为0.5毫弧度。氦氖激光器除了具有一般的气体激光器所固有的方向性好、单色性好、相干性强诸优点外,还具有结构简单、寿命长、价廉、频率稳定等特点。

氦氖激光器的工作原理：激光放电管内的气体在通有一定高的电压及电流，放电管中的电子就会由负极以高速向正极运动。在运动中与工作物质内的氦原子进行碰撞，电子的能量传给原子，促使原子的能量提高，基态原子跃迁到高能级的激发态。这时如有基态氖原子与两能级上的氦原子相碰，氦原子的能量传递给氖原子，并从基态跃迁到激发的能级状态，而氦原子回到了基态上。因为放电管上所加的电压、电流连续不断供给，原子不断的发生碰撞。这就产生了激光必须具备的基本条件。

表面磁光科尔效应在超薄膜磁性之应用（引用文献）

由于对称性的破坏，超薄膜材料的物理性质有别于块材性质，磁性性质也不例外，由于表面磁光科尔效应具有可达原子层厚度之磁性分辨率，接着将针对超薄膜磁性性质研究，讨论表面磁光科尔效应量度之应用：磁滞曲线特性、磁异向性、磁性相变与合金材料磁性性质。

在超高真空环境下使用适当处理过的单晶样品表面为基底，以分子束磊晶(molecular beam epitaxy, MBE)方式成长的磁性超薄膜可以达成平整的接口与磊晶成长[8]。以Co在Pt(111)表面的成长为例，由欧杰电子能谱术、低能量电子绕射与扫瞄穿隧电子显微镜研究结果可知，最初的两到三原子层Co为非同调性磊晶之层状成长，厚度超过三原子层以上薄膜的成长转变为三维岛状成长[9, 10]。由表面磁光科尔效应研究两原子层Co/Pt(111)系统可得其极向磁滞曲线，如图三(a)所示。决定薄膜磁性特性有三个重要参数，分别为残磁M R、矫顽力H C与饱和磁化M S，在磁滞曲线中可以分别定义出来；虽然表面磁光科尔效应量测所决定出来的残磁与饱和磁化并非绝对值大小，然而实验上可以固定雷射入射角、雷射强度、样品位置等变因，而得到残磁、饱和磁化与膜厚或是加热温度的关系图；或是继续成长薄膜到百埃左右厚度，以振动样品磁力计(vibrating sample magnetometer)或是超导量子干涉组件(superconducting quantum interference device)等仪器求得样品磁化绝对值，与相对应的磁光科尔讯号比较，再内插求得超薄膜残磁与饱和磁化之绝对值大小。磁滞曲线方形度(squareness)定义为M R/M S，当薄膜趋向于平整与层状成长，其残磁与饱和磁化趋近于相等，也就是方形度约为1，如此则薄膜便显现出单一化扇区行为[11]；对于两原子层Co/Pt(111)超薄膜而言，由图三(a)可见其方形度为1，但是当薄膜厚度渐增达6原子层时，残磁与饱和磁化不再相等，如图三(b)所示，其磁滞曲线方形度约为0.9，反应出薄膜厚度不再均匀，甚至有丛聚现象(clustering)产生。

当样品尺寸逐渐缩小到次微米甚至奈米尺度，由于磁壁厚度一般而言约在0.1微米到10奈米尺度左右[12]，磁域结构与磁壁翻转机制对于样品磁性行为不再重要，此时磁异向性便成为影响样品磁性性质之重要因素。对于薄膜样品而言，由于形状异向性(shape anisotropy)的缘故，其磁化异轴常常是平躺于样品表面方向；然而当样品厚度逐渐缩小到仅为几个原子层的超薄膜极限情况下，在某些材料系统中，由于自旋-轨道作用(spin-orbital interaction)产生磁晶异向性(magnetocrys talline anisotropy)的贡献，磁化异轴可能由平躺于样品表面方向转

图三：(a)2原子层与(b)6原子层Co/Pt(111)之极向磁滞曲线。

垂直于样品表面方向，如此的垂直异向性材料有助于工业应用之高密度磁性纪录材料与超微小读写头的开发与制作[13, 14]。以小磁铁棒在一平面基底上之排列为例，由于磁极间作用力之影响，磁极排列间距不能无限制地缩小，在一定的磁极间距情况下，如图四所示，可见到磁铁棒磁极以垂直方向排列其面密度将大于水平方向排列。

图四：磁铁棒磁极以垂直方向排列其面密度将大于水平方向排列。

由磁性多层膜的分析可知，磁性层的磁异向能可以分为块材(bulk)与接口(或表面)两个部分[13, 14]，

K = K v + 2 K s/t (5)，

K v 是块材贡献之单位体积磁异向能，K s是接口或表面贡献之单位面积磁异向能，t为磁性层厚度；公式(5)中之因子2是由于多层膜中每一磁性层具有两个接口。在薄膜样品中定义当K为正值，样品磁化为垂直样品表面，负值则描述样品磁化平躺于样品表面方向。由于磁双极作用(magnetic dipolar interaction)，形状异向性使得磁性多层膜样品磁化倾向于平躺于样品表面方向，此异向性贡献于K v，使得K v为一负值。由于表面原子结构对称性的破坏，影响表面电子结构使得它

与块材电子结构不同，如此的接口效应所产生的异向性贡献于K s；在某些材料系统中，可能由于自旋-轨道作用诱发垂直异向性，此时K s为一正值。实验上常常把公式(5)乘上厚度t改写为K?t = K v ? t + 2 K s，再以K?t 对t作图便可以分别由其斜率与纵轴截距，以求得 K v与2 K s大小。图五显示K s为正值与K v为负值之材料系统其K?t 对t作图关系，图形中可见K?t 随着t的增加，而由一正值逐渐变小到变为一负值，这反应了具有垂直磁化的磁性多层膜系统，随着磁性层厚度的增加将转变为水平磁化。其转变厚度用t⊥来表示，则由公式(5)设定K为零可求得t⊥= -2 K s/K v(6)，

以Co/Pt多层膜样品为例，K s为+0.76 mJ/m2，K v为-0.92 MJ/m3[15]，由公式(6)可以估算出其垂直与水平磁化转变厚度t⊥为1.7 nm，大约为8原子层厚度。

当应用于超薄磁性单层膜时，公式(5)中之2 K s则应修正为K s + K s metal/UHV，其中K s metal/UHV表示为「磁性层/真空」接口贡献之单位面积磁异向能，以Co(111)/UHV接口而言，K s Co(111)/UHV= -0.17 mJ/m2[16]，可估计其t⊥为0.64 nm，大约为3原子层厚度。实际应用于材料系统时，须考虑接口粗糙度(roughness)、交互扩散(interdiffusion)与薄膜应力等因素，它们有可能影响K v与K s，进而影响所决定之磁化方向转变厚度。

图五：K s为正值之多层膜材料系统其K?t 对t作图关系。

图六显示的是随Co厚度增加，Co/Pt(111)超薄膜的极向与纵向磁光科尔效应讯号强度的变化情形，外加磁场最大值为1 kOe。当薄膜厚度小于3原子层的情况下，只有极向磁光科尔效应讯号被观察到，而纵向磁光科尔效应讯号强度为零，显示在此厚度范围内，Co/Pt(111)超薄膜呈现垂直磁异向性；当薄膜厚度大于6.5原子层时，只有纵向科尔讯号存在，超薄膜磁异向性转变为平行于样品表面方向，显现出厚膜中形状异向性主导磁性行为之现象；在4.5到5.8原子层厚度间极向与纵向讯号皆存在，为磁化易轴转变厚度区，此区域中形状异向性与磁晶异向性皆无法单独支配薄膜磁异向性。

铁磁性物质中，磁矩规则排列形成扇区(magnetic domain)，然而在高温情况下，由于磁矩热扰动会破坏其排列规则性，导致样品磁化强度变弱；当温度上升到居礼温度(Curie temperature, T C)时，物质会发生铁磁性转变为顺磁性的相变现

图六：Co/Pt(111)超薄膜的极向与纵向磁光科尔效应讯号强度随Co厚度增加的变化情形。

象，此时样品磁化强度降为零；当温度接近居礼温度时，磁化强度与温度关系可以以下列方程式表示

M(T) = M0 (1-T/T C)β (7)，

其中M为样品磁化强度，β为临界指数(critical exponent)。在厚膜情况下，系统倾向于三维海森堡(3D-Hensenberg)行为，此时β值约为0.368[17, 18]。当膜厚仅为几个原子层时，系统倾向于二维行为；当薄膜磁化易轴为平躺于样品面方向且不具单轴异向性时，β值约为0.231，此时系统倾向于有限尺寸下之二维XY(2D-XY)行为；当薄膜具有单一磁化易轴时，β值为0.125，此时系统倾向于二维易形(2D-Ising)行为。实验上磁相变研究常常由求得磁化强度与温度关系，进而决定相变之临界指数β来分类其相变现象。以9.5原子层厚度之Co/Ge(111)薄膜为例，在室温下其科尔讯号强度为零，降低样品温度后只有纵向科尔讯号浮现，此薄膜磁化易轴在样品面上，其科尔讯号强度对温度作图如图七所示，拟合得此薄膜β值为0.228，其磁性相变行为近于二维XY系统。

图七：9.5原子层厚度之Co/Ge(111)薄膜科尔讯号强度对温度图。

热退火处理一薄膜系统时，由于薄膜与基材原子的交互扩散，可能造成薄膜组成的变化，若只考虑成份混合时entropy为主要的驱动力，扩散行为一般可以Fick定律描述之[19]；然而在超薄极限情况下，考虑合金形成时表面自由能的变化，薄膜原子的扩散可能被减缓甚至被限制在最表面的几个原子层中而形成表面合金[20]。合金形成时由于

电子轨域混成现象(hybridization)与d能带(d-band)电子重新排列，可能造成样品磁性行为的改变[21]。实验上以磁光科尔效应量度薄膜经热退火处理后之磁滞曲线，可以求得合金形成之磁性性质变化。以一原子层Co/Pt(111)超薄膜经热退火处理为例，如图八所示，随着样品温度增加，极向磁光科尔效应讯号强度渐渐变小，然而其变化情形与图七明显不同，在温度介于500与600 K左右，磁光科尔效应讯号强度呈现一不寻常的平台现象，由图八中方框内经退火处理后在低温量度之磁滞曲线可明显见到一磁光讯号增进现象。欧杰电子能谱研究结果发现在此温度下Co-Pt形成表面合金，而此磁光讯号增进现象，主要是由于Pt的强自旋轨道耦合影响Co磁道域，造成电子结构轨域混成所致[22]。

As deposited

Annealed at 615 K

图八：一原子层Co/Pt(111)超薄膜经热退火处理，磁光科尔效应讯号强度变化情形；方框内为经退火处理后在325K量度之磁滞曲线。

四、结语

1985年Moog和Bader两位学者以表面磁光科尔效应量测实验，成功地得到一原子层厚度磁性物质之磁滞曲线，开启了超薄磁性物质与接口磁性材料研究的新页，表面磁光科尔效应更成为表面科学中磁性量度的重要工具。时至今日，应用组件尺寸快速向轻薄短小推展，组件中接口特性与高品质接口之制作实居于关键地位，磁性超薄膜的研究不但带动相关科学知识之突破，对于微小组件设计开发提供重要参考资料，更能有效地提升电子工业组件尺寸奈米化的技术。期盼透过本文的介绍，能使读者对于磁光科尔效应量测原理与超薄膜磁性性质有基本的了解。由于资料搜集与文章篇幅的限制，无法涵盖所有的相关的内容，有兴趣的读者可以从参考资料中找到更深入的资料。