圖 5.3.1 與圖 5.3.2 分別表示正交晶系 YMnO3薄膜樣品的室溫反
射光譜與穿透光譜；在遠紅外光區段依然顯示無居德響應，這是屬於 典型絕緣體的光譜效應。在反射光譜數據中我們觀察到：(i) 入射光 在遠紅外光區(ω ~ 50 cm-1)約有70 ~ 80%的反射率；(ii) 與SrTiO3基 板相較之下，反射光譜在100 ~ 800 cm-1間反射率下降約 10 ~ 20 %， 同時也有明顯的吸收峰產生，意味著 YMnO3薄膜在此波段有數個紅 外光活性振動模的響應；(iii) 在中紅外光及近紅外光至紫外光區反射 光譜強度約為10 ~ 20%，中紅外光區幾乎都是基板的貢獻，而近紅外 光至紫外光區的反射光譜數據與 SrTiO3 基板有著明顯差異，此差異 也來自與YMnO3薄膜的電子躍遷有關。接著利用古典羅侖茲模型(公
式5-1-1) 擬合室溫的光譜實驗曲線如圖5.3.1 與圖5.3.2；擬合數據如
表 5.3.1 所示，此參數為一組能夠同時擬合反射與穿透光譜的數據。
我們利用擬合得到的光譜參數計算出光學電導率 σ1(ω)與光頻率的關
係，圖5.3.3為正交晶系 YMnO3薄膜的室溫光學電導率能譜；其能譜
可歸類出二個主要特徵(i) 低頻範圍(ω < 800 cm-1)的光學電導率對應 遠紅外光聲子吸收峰;(ii) 紫外光區吸收峰為電荷載子躍遷的貢獻。
圖 5.3.4 表示正交晶系的遠紅外光學電導率與光頻率的關係，正交晶
系YMnO3薄膜樣品屬於空間群Pbnm (D162h)，具有24個拉曼活性振動 模(7Ag+7B1g+5B2g+5B3g)、25 個紅外活性振動模(9B1u+7B2u+9B3u)、8 個靜止振動模(8Au)、3 個聲學振動模(B1u+B2u+B3u)，在遠紅外活性振 動模中B2u、B3u振動模是原子在 xy平面上的運動，而 B1u振動模是原 子在c 軸方向的運動；因此，在25個紅外活性振動模中只能看見16 個振動模(B2u和B3u)，而實際上我們卻只有發現 11個較明顯的聲子吸 收峰，理由如下：在200 cm-1以下的4 個聲子吸收峰作用不明顯；662
cm-1與 664 cm-1頻率位置太接近，可能合併成一個吸收峰，參考同為
空間群 Pnma 的 LaMnO3振動模式[27]，我們可以在光譜上看見的紅
外活性振動模式列於圖5.3.5，表5.3.2為本實驗數據與H. C. Gupta [48]
及 LaMnO3 發表的結果做比較。圖 5.3.6 表示高頻區光學電導率能譜
圖，頻率在 38000 cm-1約 5 eV處的吸收峰為O 2p → Mn eg之電荷躍
遷[49]，圖 5.3.7是利用公式(5-2-1)所算出的高頻吸收能譜圖，在光子
能量 3 eV 後的數據不可信，原因是薄膜與基板的穿透數據在波數
25000 cm-1 (3 eV)處皆趨近於零，取對數變換後其值無意義，所以此
數據僅供擬合時參考用。
接著，我們將正交晶系 YMnO3薄膜拿去做一系列的變溫實驗，
探討在光譜上是否也有類似六角晶系 YMnO3 薄膜的變化行為。圖
5.3.8為正交晶系 YMnO3薄膜樣品的紅外光區變溫反射光譜圖，量測
的範圍在30 ~ 330 K，在中紅外光區反射光譜沒有隨溫度變化而產生
顯著的改變，反射率對溫度的變化仍然不強烈，溫度從 300 K 降至 30 K中，反射率大約也只攀升10 %以內，反射率圖形變化亦不大，
只有某些吸收峰形狀變尖銳、明顯化；相同地，我們也利用羅侖茲模 型擬合了變溫光譜數據如表 5.3.3，並計算出變溫遠紅外光學電導率
能譜圖(如圖 5.3.9)，我們發現：(i) 隨著溫度降低沒有聲子吸收峰產
生或消失，表示沒有結構上的相轉變；(ii) 低溫時，半高寬變窄，表 示晶格有序性較好；另外，A. Paolone[61]測量LaMnO3單晶樣品的變 溫反射光譜，且轉換出光學電導率(如圖 5.3.10)，發現低溫時產生 7 個新峰值，某些峰值的頻率位置也有所變動，但由中子繞射實驗顯示
在低於800 K以下LaMnO3並無相轉變發生[65]，所以這些變化歸因
於聲子的半高寬窄化，使得新峰值顯現而出，且位置有所變動(如114 cm-1分裂為 116和119.5 cm-1)；而Y. Takahasji[62]測量TbMnO3單晶 樣品的變溫反射及穿透數據，再轉換出介電常數虛部(如圖 5.3.11)， 發現隨著溫度降低介電色散能譜圖形有明顯的改變，在80 cm-1以下 有兩個明顯的峰值產生，這是由於鐵電相轉變(TC = 28 K)所致，112
cm-1處有藍移現象且權重減少，130 cm-1處的強度則穩定的增長，這 些現象被認為是聲子自旋與磁量子激發(two-magnon excitations)有強 烈的耦合，而造成光譜上的變化差異。在變溫光譜中，值得一提的是：
波數 440 cm-1 處隨著溫度的降低有下陷的趨勢(如圖 5.3.12)，在 L.
Moreira[50]發表的論文裡同樣觀察到此現象，我們繼續追朔到SrTiO3
本身的低溫變化情形，在1982年 J. C. Galzerani[51]已發現SrTiO3降 溫至~110 K(TC)有新峰值產生在 450 cm-1處，這是SrTiO3的相轉變所 致，由立方晶系轉至四角晶系，然而，正交晶系 YMnO3在理論計算
中 449 cm-1 處確實有吸收峰的存在，因此我將此吸收峰的變化視為
SrTiO3基板與正交晶系YMnO3薄膜共同的變溫貢獻。圖5.3.13(a ~ k)
表示正交晶系 YMnO3遠紅外光區吸收峰的頻率、半高寬及權重隨溫 度變化關係圖，圖 5.3.13 (j)中的灰色實線為利用公式(5-2-2)及(5-2-3) 得到的理論預測值，其中德拜溫度為 574.43 K，擬合參數列於表
5.3.4。第 10 個吸收峰符合非簡諧振盪模型；第 4 和第 8 個吸收峰的
半高寬隨著溫度降低而變窄；第6 和第7 個吸收峰位置相當接近而互 相影響，頻率位置不變，但半高寬與權重隨著溫度降低變化情形剛好 相反；第 1、2、3、5 及 9 個頻率與半高寬不隨著溫度改變而產生變 化；第 11 個吸收峰頻率有紅移的現象，而半高寬不變；權重的部份 皆呈現較不規則的變化。
在近紅外光至紫外光區，我們同樣地量測變溫的穿透率，試圖觀 察在高頻區是否也有類似六角晶系YMnO3薄膜的特別變化，圖5.3.14
為SrTiO3基板與正交晶系YMnO3薄膜的變溫穿透光譜數據，乍看之
下兩組變溫穿透數據皆無明顯變化，接著利用公式(5-2-1)將穿透數據 轉換成吸收峰值，圖 5.3.15為變溫的高頻吸收能譜圖，由此圖我們才 可以明顯地發現隨著溫度的降低，吸收峰的強度有增強的趨勢，可惜
的是在 3 eV 後的數據不能使用，因為基板與薄膜的光子能量大於 3
eV 處，穿透率趨近於零，取對數變換後其值無意義，因此有效數據 在3 eV 之前，而3 eV 之後的數據被截去，所以我們無法準確地判定 吸收峰的位置，同時也無法擬合此吸收峰；吸收峰強度增強，可能是 權重增大或著半高寬變窄所致，由基板與薄膜的穿透數據及吸收能譜 圖的比較，我們猜測正交晶系 YMnO3吸收峰隨溫度的改變可能與六 角晶系YMnO3薄膜的變化機制相類似，且變化率較小。