眼见为实(下)：隐身之反铁磁畴

物理学漫谈

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引子

上篇所描绘的磁畴成像方法，虽 然有些方法所搭载的工具很强大， 比如洛伦兹成像搭载的TEM、桑巴 成像搭载的SEM 等，都与电子显微 镜有关，但这些方法的基本机制都 可以在经典电磁学框架下描述，也 因此这些成像的衬度只是决定于成 像位点附近的磁矩或杂散场(矢量， 有大小和方向)。分辨率问题可以各 显神通，但这些成像技术一个根本 性的缺憾是：对材料组成不敏感。 磁性，众所周知，主要来源于 含d 轨道电子的过渡金属离子。而 万 千 材 料 可 以 是 各 种 元 素 组 合 而 成，磁成像与探测成分组成联动， 才是材料表征技术的正统。要做到 这一点，需借力于量子效应，即成 像原理要有量子过程介入其中，因 为只有量子过程发送出来的信号才 带 有 组 成 元 素 电 子 结 构 本 身 的 信 息。当然，物理学中有很多普通质 谱技术可以确定材料化学组成。只 是，质谱技术与磁性不是一一对应 的，要将磁性与化学组成元素联系 起来，非电子结构探测莫属。 由此，不难理解，为什么光电 子能谱，特别是X 射线光电子谱在 磁成像中具有举足轻重的意义。材 料 学 者 都 明 白 ：X 射 线 光 电 子 谱 (XPS)就是组成敏感的探测技术。此 时，如果再赋予X 射线以磁探测的 功能，具有组成敏感的磁畴探测技 术即万事俱备。下面，我们将详细 介绍这个强大的技术。

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X 射线吸收

就材料的元素(离子)敏感探测 而言，现在最通用的即是X 射线吸 收 谱(X- ray absorption spectroscopy， XAS)。XAS 盛名之下，这一系列衍 生了很多产品，但最基本的原理较 为简单，如图1(a)所示： (1) 将一束单色性很好的 X 射线 光速轰击材料，会有吸收、反射或 者透射发生。探测透射(或反射)的 X 光子，称为 X 射线吸收光谱。也 可探测被那些吸收光子激发出来的 光电子(如 Auger 电子等)和荧光，称 为 光 电 子 能 谱 。X 射 线 入 射 到 材 料，可以激发非常多的信号，用于 各种探测。 (2) 吸收光子进入离子结构的内

眼见为实

(下)：隐身之反铁磁畴

刘俊明

† (南京大学物理学院 固体微结构物理国家重点实验室 南京 210093) 2020－03－04收到 † email：[email protected] DOI：10.7693/wl20200508 不见反铁磁 谁将物理绘成图，万种金红枉画无。 毕竟瑶颜瞧不见，半凭巧手半求粗。 图 1 (a)XAS 中吸收边的电子能级图像，图中不同能级带边如 K 边、L 边、M 边分别 对应1s 电子、2s/2p 电子和 3s/3p/3d 电子[1]_{；(b—d)示意性的 XAS 过程，展示了吸收谱} 的产生原理[2]_{；(e)针对 Cu/Fe/Ni 组成的楔形金属多层结构，得到的不同激发 X 射线吸} 收峰实验曲线[3，4]

面 之 上 的 未 占 据 能 级( 即 空 能 级) 处。这样的激发成功概率最大，因 此会发生所谓共振吸收，表现为吸 收谱峰。 (3) 电子被激发后，原来能级处 留下一个空穴。这一空穴不能稳定 存在，在很短时间(fs)内就会被上一 能 级 中 的 某 个 电 子 自 发 跃 迁 而 填 充，同时放出一个光子或激发一个 诸 如Auger 电 子 ， 如 图 1(b—d) 所 示。这种荧光或光电子，也可被探 测，如低能电子显微术(LEEM)、光 电子发射显微术(PEEM)等等。 很显然，不同离子的某一深能 级(比如2p轨道的L带边)与费米面处 未占据态之间的能级差Δ是确定的。 只要利用合适的单色器(衍射晶体)， 就 可 连 续 调 整 入 射X 射 线 光 子 能 量，X 射线共振吸收发生在光子能 量与Δ相等时。通过判定吸收峰对 应什么离子，即可实现样品成分探 测。吸收示踪未必有唯一性，但具 体到某种材料，所包括离子种类只 有几种，这种示踪基本是唯一的， 是一种根植于能带结构的质谱标记。 图1(e)是一个 XAS 实验实例， 建立了激发谱与元素之间的一一对 应关系。这里，不同能级吸收边分 别对应不同电子，如图1(a)所示。 图1(e)中不同的激发 X 射线吸收峰 对应着不同元素。峰的高低，则对 应样品中不同元素的多少。可以看 到，X 射线入射位置不同，获得的 Fe/Ni/Cu 吸收峰位置不变，但强度 明显不同。也就是说，XAS 不但可 以确定吸收峰对应的元素，同时还 是位置敏感的，还可探测样品不同 位置的组成。 图1 是 XAS 最简单直接的示意 原理，此外还有很多拓展与深化， 其细节与具体能级结构和所在晶体 占位相关，包括电荷类型、自旋角 动量、轨道角动量和更高级的相互 作用。因此，XAS 表现为一种强有 力的电荷、自旋、轨道和组成敏感 的 谱 学 技 术 。 如 果 不 涉 及 这 些 细 节，XAS 的主体功能和特点已一目 了然。 不过，既然是一种通过激发元 素深层电子的探测技术，要获得高 度可靠的数据，就需要有足够的剂 量。对一般实验而言，实验室级别 的X 光管原则上也能进行测量，只 是费时费力。作为成像技术，还有 实现空间分辨的要求，那就需要高 亮 度 的X 射 线 源 ， 即 同 步 辐 射 光 源。因此大量XAS 测量都基于各国 同步辐射平台而进行[5]_。

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X 射线磁圆双色谱仪

3.1 经典物理图像 利用光来探测磁性，最古老的 效应是早年法拉第发现的线性偏振 光被磁场作用而发生偏转的效应， 即法拉第效应，如图2(a)所示。只 要存在沿光波传播方向的磁场B(或 磁矩M)分量，穿过的线偏振光就将 发生偏转，即旋光。从电磁学角度 最粗糙的理解是：磁场B 或磁矩 M 是一轴矢量(赝矢量)，按照右手螺 旋法则，以B/M 为轴存在环行虚拟 或分子电流。电流与光子偏振电场 E 相互作用，即朴素的自旋—轨道 耦合物理图像，导致光子偏振方向 以B/M 为轴右旋，如图 2 所示。 一般情况下，磁场B 较小时， 偏 转 角 度 与B 成 正 比 关 系 。 很 显 然，如果偏振光通过磁性材料(即有 磁矩M)，也会发生此类旋光效应。 磁光克尔即属法拉第效应之一种， 只是克尔效应是表面反射过程。X 射线是广义光波，所以X 射线入射 到磁性材料中，其透射或反射自然 也都会出现旋光效应。 实 际 光 源 ， 一 般 都 是 圆 偏 振 光，产生线偏振并非很方便。几何 光学知识告诉我们，任何线偏振光 可看成是左旋圆偏振和右旋圆偏振 的叠加，而这两个圆偏振之间的振 幅相同、螺旋性(helicity)不同、相 位不同。所谓法拉第效应，实际上 就是在磁场B/磁矩 M 作用下，左旋 圆偏振光与右旋圆偏振光各自以不 同速度(差别很小)传播，类似于介 质中的圆双折射。速度不同，对光 图 2 法拉第旋光效应与线偏振光和圆偏振光 (a)光入射到磁场 B 的区域，出射光将 发生偏转，即旋光效应；(b)线偏振与(c)圆偏振光的示意图，(c)图是左旋圆偏振光， 自然也存在右旋圆偏振光[5]

物理学漫谈 而 言 即 颜 色 不 同，所以法拉第 效应可比拟为光 的 颜 色 变 化 效 应，即圆双色效 应(circular dich-roism, CD)，等效 于线性偏振光的 取向旋转。 上述效应用 到 磁 性 材 料 中 ， 如果存在沿光传 播 方 向 的 磁 矩 M， 就 会 发 生 “ 磁+ 圆 + 双 色 ” 效应，合称“磁 圆 双 色(magnetic circular dichroism, MCD)”。再加上 光 波 是X 射 线 ， 最后就得到我们 经常听说、但感 觉 似 是 而 非 的 “X射线磁圆双色 效应(X- ray mag-netic circular dich-roism, XMCD)”。 为了便于理 解，在图3 展示 了实验测量的大 致原理。图3(a) 是针对线性偏振 光 的 法 拉 第 旋 光，偏转角大小 反映了磁场B 的 大小。图3(b)和 (c)则显示左旋和 右旋圆偏振光入 射到磁性样品后 被 吸 收 的 差 别 ， 以吸收系数μ(+)和 μ(-)及其差值Δμ= μ(+)-μ(-)来表示。Δμ、μ(+)和μ(-)都与B 大致成比例变化，因此都可以作为 衡量样品磁性的物理量。 3.2 量子物理图像 到目前为止，理解磁圆双色效 应，都是基于经典物理效应，还没 有触及量子物理的细节。 众所周知，磁性材料，无论是 磁性金属还是磁性半导体(大带隙磁 性绝缘体很少)，其磁矩实际上是自 旋向上子带和自旋向下子带的态密 度之差，如图4(a)和(b)所示，分别 对应金属和半导体。这里，以铁磁 Fe 金属为例加以说明，其 XMCD 测 量结果如图5(a)所示，其中样品(阴 影长方形)磁矩方向用箭头标注出来。 1987 年 G. Schutz 发 展 XMCD 谱 学 时 ， 对 微 观 量 子 机 制 有 些 讨 论。针对磁性离子，光子被吸收后 传递能量，将2p 轨道的L2和L3能级 电子激发，激发强度与d 轨道的未 占据态N 相关。d 轨道总共可容纳 10 个电子，因此费米面下价带占据 态就是(10-N)个。考虑到磁性离子 的自旋矩实际上就是上下自旋占据 态之差，要探测自旋矩大小，就需 考虑上下自旋相关的X 射线吸收过 程，如图5(b-i)所示。需要用左旋和 右旋圆偏振光子测量，分别对应上 下自旋。这些左、右旋光子入射到磁 性材料中时，会将其角动量转移给 激发的电子，从而实现自旋相关过 程的光电子探测。 对应于左右旋圆偏振光子，被 激发的电子由于自旋—轨道耦合， 就 带 有 了 光 子 的 自 旋 或 轨 道 角 动 量 ， 它 们 分 别 来 自L2( 自 旋 上) 或 L3( 自 旋 下) 能 级 ， 角 动 量 方 向 相 反。按照量子力学规则，这些激发 过程不允许自旋发生翻转，因此只 图 3 法拉第效应的现代版 (a)线偏振光旋光效应的实验演 示[6]_{；(b)右旋圆偏振光和(c)左旋圆偏振光通过磁性样品时，表} 象上表现出磁圆双色效应，造成不同的吸收效果。其中吸收系 数μ(+)和μ(-)的差值Δμ = μ(+)- μ(-)即是样品磁性的信号指针，在低 磁场下与B 成正比[7] 图 4 (a)非磁/顺磁金属与铁磁金属的能带结构[8]_{；(b)非磁半导} 体和铁磁半导体的能带结构的简单示意图，没有牵涉到轨道细 节结构[9]

(b-ii)和(b-iii)所示。简单说，这些电 子就带有了自旋或轨道角动量的选 择印记。 为理解简单起见，将电子激发 和填充过程粗略写成： (1) 左旋光(左旋角动量) → 激 发2p 轨道 L2电子(设为上自旋)→ 填 充d 轨道上自旋态； (2) 右旋光(右旋角动量)_→激发 2p 轨道 L3电子(设为下自旋)→填充 d 轨道下自旋态。 需要强调的是，磁性材料的磁 矩即为d 轨道上下自旋态的态密度 之差，费米面之下的价带中“上自 旋”占据态比“下自旋”占据态密 度高，费米面处未占据的“上自旋” 空态就少。所以，左旋光激发的、 能够填充到d 轨道的电子数就比右 旋光激发的、能够填充到d 轨道的 电子数少，这就是图3(b)所示的右 旋光比左旋光吸收更强(差别大约有 20%左右)的原因，结果如图 5(a)所 示。磁矩与波矢同向时，L3吸收峰 比L2吸收峰高。反向时，L3吸收下 降，L2吸收增强。图5(b)很好地演示 了这一微观机制，而理论实验均表 明：探测到的光电子谱强度正比于 光子自旋与材料磁矩之夹角θ的余弦 cosθ(奇函数)。 XMCD 技术就讲到这里，现在 开始讨论磁畴成像这一核心问题。

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光电子发射显微术

将上述的XMCD 技术嫁接到一 台光电子显微镜上，成为一种磁性 成 像 技 术 ， 就 可 以 用 于 显 示 磁 畴 了。在所有光电子显微术中，最简 单的就是光电子发射显微术(photo-electron emission microscopy, PEEM)。 PEEM 的发明年代早，甚至比 LEEM 线入射到处于真空中的样品表面， 经历光吸收激发出来的光电子经过 物镜聚焦和磁透镜引导进入光电倍 增 管 和 荧 光 屏 上 ， 形 成 图 像 。 当 然，这中间需要将X 射线入射光斑 固定在样品表面，改变入射光子能 量 ， 最 后 才 能 形 成 完 整 的 磁 畴 图 像。有些情况下，也可将入射光聚 焦 后 实 施 空 间 扫 描 ， 遍 及 整 个 样 品 。 针 对 一 个NiFe 合金薄膜进行 XMCD—PEEM 成像，其铁磁畴结 构 随 外 加 磁 场 的 演 化 图 显 示 于6 (b)。可以看到，铁磁畴具有很好的 衬度，空间分辨率也较高，畴分辨 能达到100 nm 量级甚至更好。 XMCD—PEEM 自 1990 年代投 入使用以来，已经成为研究磁畴及 其动力学过程的标准技术。为何这 一技术能够脱颖而出呢？至少有如 下几个优点： (1) 使用方便、成像质量高。 XMCD 磁畴成像，即便只使用 左旋或右旋圆偏振光子，即可得到 磁畴衬度，虽然衬度不高。由第3 是有响应的。图7(a)所示即为沉积 在Cu(001)衬底上的 Co/Ni 双层膜的 左旋光电子图像(+)和右旋光电子图 像(_{-)。这里，图像是将光子能量固} 定在Ni-L3带边处获得的。当然，如 果取磁圆双色图像，其衬度会更清 晰明了，如图7(a-iii)所示。 (2) 方便研究磁各向异性和重构 磁畴三维形态。 对XMCD—PEEM 进行适当改 进，可以调控样品表面相对入射X 射 线 波 矢 之 间 几 何 方 位 ， 则 能 够 重 构 磁 畴 的 三 维 形 态 或 研 究 磁 各 向异性行为。图7(b)显示了沉积于 W(001)上 Fe 薄膜中的磁畴图像，请 注意两幅图像分别是在入射光水平 和垂直两个不同方向获得的，图中 箭头指出局域磁矩方向。 (3) 组成和磁畴同步测量。 X 射线光电子能谱能够探测样 品的组成，并与磁畴对应起来，这 是所有基于杂散场成像技术都无法 企及的。图7(c)所示为一 FeNi/Cu/ Co 三层膜中的磁畴与组成元素的对 图 5 XMCD 谱和 XAS 中光电子吸收转移机制示意图 (a)磁性 Fe 金属右旋圆偏振的 XMCD 谱：浅蓝色和红色代表 Fe 样品中磁矩的方向，对应的 L2和L3能级激发谱峰高 度不同；(b)以(a)图所示的 L 边吸收为例讨论 XMCD 的机理：(i)线偏振的激发谱。电 子携带自旋矩和轨道矩，以d 轨道单电子模型为例。如果考虑 2p 深能级与空导带之 间的光电子动量转移，考虑2p 能级因为自旋_{-轨道耦合发生劈裂，形成 L}2和L3能 级，电子激发的量子过程就可以细致分析清楚；(ii)对于自旋矩，左旋光激发的光电 子自旋角动量与材料磁矩反向、相对强度乃负值(A)，而右旋光激发的光电子自旋角 动量与材料磁矩同向、相对强度为正值(B)[3]

物理学漫谈 应关系图像，以及这些畴各自随外 加磁场变化而演化的规律。做到这 一点当然不难，因为只要将X 射线 光子能量固定在某个元素(离子)的 某个能级位置即可。 顺便提一下，PEEM 显微术本 质上是利用低能光电子，因此获得 的XMCD 信号对外场激励和对样品 磁性都比较敏感。这种敏感性便于 研究材料的各种本征性质和外场调 控。这种优势，很多其他成像技术 往往难以实现，因此显得弥足珍贵。 最后，需要指出的是，PEEM 成像技术是基于X 射线吸收的光电 子谱，因此这是一个只能探测样品 表面2-3 nm 深度磁信号的技术(样 品 更 深 区 域 ， 光 电 子 很 难 激 发 出 来)。从这个角度看是一个缺憾。的 确，与XMCD—PEEM 对应，也有 透射型光电子能谱，称之为磁X 射 线透射显微术(Magnetic X-ray Trans-mission Microscopy, M-XTM)。不过， M-XTM 主要用于观测生物样品或 者薄膜样品。其成像功能和分辨率 与PEEM 相当或略高，只是使用不 多，在此不再赘述。

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反铁磁畴

行 文 到 此 ， 可 以 大 概 归 纳 一 下：所有已经铺排开来的磁畴成像 技术，大致可归类于样品中存在有 效磁矩产生的磁感应强度(磁场)B。 磁场B 要么施加洛伦兹力于运动电 荷而成像，如电子显微术；要么施 加法拉第效应(旋光)，如 X 射线成 像。虽然每种成像方法的技术细节 可能已经到了炉火纯净的地步，但 如果将B 撤掉，那一切都将归于沉 寂，当然就别谈磁畴成像了。 问题是，磁性材料中存在数目 最 多 的 一 大 类 材 料──反铁磁材 料 。 严 格 意 义 上 ， 反 铁 磁 态 磁 矩 M =0。正因为这一缺憾，反铁磁材 料虽然成员众多，但被Neel 发现后 半个多世纪中几无用处，虽然反铁 磁物理风生水起。因为反铁磁态与 铁磁态不同，前者身份很多，可称 百变之神，而后者要简单和单纯得 多。这一“无用”标签，直到巨磁 电阻GMR 效应问世才停止，其中 反铁磁材料用于磁电阻存储异质结 和隧道结中的磁性钉扎层。 关于反铁磁材料如何从“无用” 到大行其道，可参考科普文章《反铁 磁器件在路上》[13]_{一探究竟。由此，} 我们明白，反铁磁体也是有反铁磁 畴的、反铁磁畴也是可以翻转的、 反铁磁器件也是需要深入理解和调 控反铁磁畴及其动力学的，如此等 等 。 图8(a) 所 示 为 一 个 反 铁 磁 点 阵，自旋取向的变化将对材料的电 子结构、输运特性，甚至是众多拓 扑非平庸的性质都有很大影响。其 中，反铁磁畴翻转90°能够导致各向 异性磁电阻和隧穿磁电阻效应，已 经被实验所证实。由此，其自旋电 子学应用设计也多见报道，如图8(b) 所示的反铁磁阻变存储即为一例。 既然必须要研究反铁磁畴及其动 力学，包括反铁磁畴翻转，特别是目 前关注的90°翻转(因为 180°翻转相 当于原地打圈，没有意义)，而目前 图 6 (a)标准的光电子发射显微镜 PEEM 的构造示意图[10]_{；(b)一系列铁磁畴图片，是} NiFe 铁磁合金薄膜中铁磁畴随外加磁场演化的 XMCD 图像。颜色变化代表 Fe 的 L3带 边处的XMCD 信号大小。可以看到，随着外加磁场增大，样品由初始单畴态出现新 畴的成核生长和形态演化，最后达到沿磁场方向的单畴态[11] 图 7 XMCD—PEEM 显微术的不同优势 (a) 高衬度和分辨率；(b) 三维重构的可能 性；(c) 材料组成与磁畴成像对应[12]

次走到了making impossible possible 的路口！ 如前所述，与铁磁畴组态比较 单一不同，反铁磁畴具有异常丰富 的畴形态与结构，因此反铁磁畴的 花样要复杂得多，可不是一个简单 的模样。从这个意义上，反铁磁畴 的成像，即便有某个类似于磁矩之 类的特征量，也变得复杂亦或丰富 得多。图8(c)展示了部分反铁磁畴 及畴壁的分类与特征表述，其多样 性已经让人头晕目眩。

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X 射线磁线性二色成像

在X 射线吸收谱中，深能级芯 自旋被激发到3d 轨道空态的物理对 铁磁和反铁磁是类似的，被激发的、 带角动量的电子填充的空轨道也必须 具有同样的角动量。所以，X射线共 振吸收对铁磁体和反铁磁体是类似 的，如图9(a)所示。图中 LaFeO3和 CoO是反铁磁体，其L边X射线吸收 与对应的铁磁体Fe、Co 类似。也就 是说，X 射线吸收更多是一种质谱 类技术而其次才是磁谱类技术。 然而，如果我们采用线偏振X 光入射到样品中，其吸收谱却会有 可能携带自旋结构信息。这种可能 性源于X 射线磁线性二色谱(X-ray magnetic linear dichroism, XMLD)的 物理基础，它与XMCD 完全不同： (1) 线偏振光含有电场矢量 E。 注意，这里的电场矢量具有两重对 称轴，而不像圆偏振光的电场随着 波矢传播而不断旋转变化。这一特 性将对磁性离子周围电荷分布形成 调 控 ， 从 而 提 供 探 测 机 会 。 事 实 上，当光子入射到样品中时，电场 E 将是探测离子局域静电场分布的 敏感探针。当离子周围电荷分布存 离子局域静电势的空间形貌。 (2) 当该离子是磁性离子时，特 定自旋取向亦能够借助自旋—轨道 (3) 由局域静电势分布的变化可 以确定自旋的空间方向。因为入射 光子的电场是两重交变的，这一方 图 8 (a) 反铁磁结构中自旋取向变化引发的物理性质变化是反铁磁自旋电子学的物 理基础；(b) 设想中的反铁磁存储器原理：反铁磁结构中，自旋翻转速率可达 THz， 比铁磁快数千倍；反铁磁畴没有杂散场，器件单元可以做得更小；反铁磁亦有各向 异性磁电、庞磁电阻、隧穿磁电阻效应；(c) 反铁磁畴组态的大致划分：(i) 畴壁处反 铁磁波矢k 的方向发生变化，定义为 k 畴壁；(ii) 畴壁处反铁磁自旋排列取向变化， 定义了取向畴壁；(iii) 畴壁处反铁磁相位变化；(iv) 畴壁处非共线自旋螺旋方向的变 化；(v) 反铁磁涡旋—反涡旋对组成反铁磁畴和畴壁[14]

物理学漫谈 法只能得到自旋轴取向，而不能确 定局域自旋的具体方向，所以是个 夹生饭。 从这一意义上看，这一方法将 至少能够被用来探测反铁磁轴向， 虽然无法探测自旋构型细节。对于 90°的共线反铁磁畴，这一方法可以 产生足够衬度。但是，具体到是哪 一类共线反铁磁，这一方法无从辨 别。另外，对非共线反铁磁序，因 为没有唯一的自旋轴，这一方法当 然也无法进行成像。 最近，这一线性磁二色吸收谱 被 用 来 对90° 反 铁 磁 畴 进 行 成 像 。 从对称性角度看，共线反铁磁自旋 轴 翻 转90° 导 致 的 吸 收 谱 差 别 最 大，能提供足够的成像衬度，结果 如图9(b)所示。这里，将样品转 90° 或 者 施 加 外 场 使 得 反 铁 磁 畴 翻 转 90°，吸收谱的变化一目了然。如果 将入射光束聚焦，然后扫描样品不 同区域，将得到吸收谱空间变化图 像，此乃共线反铁磁90°畴结构的 线性磁二色成像技术，如图9(c)所 示。可以看到，自旋轴水平和垂直 两种取向的反铁磁畴交错在一起， 形成了难得的反铁磁畴结构像。

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反铁磁畴成像

对比图9(c)中 90°反铁磁畴结构 和图8(c)所展示的各种反铁磁畴结 构，我们马上就要失望了。这种磁 线性二色吸收成像技术最多也就能 部分攻克图8(c-ii)所示的取向反铁 磁畴结构成像，对其他各类畴结构 无能为力。而为了得到图9(c)的畴 成 像 ， 已 费 九 牛 二 虎 之 力 ！ 看 起 来，还得另辟蹊径、另谋出路。 能不能找到蹊径和出路呢？很 难，挑战巨大！但无论如何，物理 学 家 尝 试 了 各 种 方 法 ， 系 统 地 归 纳、分析反铁磁畴成像的方法，以 供后来者前赴后继或风生水起，是 值得称赞的。美国Rutger 大学 S. W. Cheong 和吴伟达教授，联合瑞士苏 黎 世 大 学 的 多 铁 性 物 理 名 家 Man-fred Fiebig、法国劳埃-朗之万研究 院 中 子 衍 射 学 者Laurent Chapon 等 人，尝试完成了这一工作，算是为 后来者作了些许铺垫。这几位知名 的学者，最近以“Seeing is believing: visualization of antiferromagnetic do-mains”为题，在 npj Quantum

Mate-rials[14]_{上发表了他们潜心多年的心} 得体会。若有兴趣，可在原文了解 其中蹊跷或细节。 总体而言，因为没有可以探测 的磁场B 或磁矩 M，反铁磁畴成像 只得仰仗那些自旋与电荷(包括偶极 子)、晶格、轨道等自由度之间的耦 合效应。这些效应当然比初级序参 量(B/M)要弱，所以成像的衬度和定 量化就难以令人满意。但这里，至 少可以用“有胜于无”来开始归类 这些成像方法： (1) 光学成像技术：二次谐波方 法(second harmonic generation, SHG)。 SHG 本身是一项古老的技术，用于 探 测 电 极 性 材 料 中 的 极 化 相 关 效 应。对多铁性材料稍有了解的读者 会明白，很多反铁磁材料具有空间 反转破缺的对称性，属于极性反铁 磁体。立足于反铁磁序与晶体电极 图 9 (a) 铁磁体系(Fe、Co)和反铁磁体系(LaFeO3、CoO)的 X 射线吸收谱(XAS)比

较。可以看到，大致的共振吸收峰位由离子种类决定，与具体磁结构关系不大。反 铁磁体系吸收峰出现细节结构源于反铁磁绝缘体中价带电子受晶体场和t2g轨道局域 性影响；(b)应用线性偏振磁二色效应观测到的吸收峰强度变化。以反铁磁 LaFeO3为 例：假定线偏振X 光由左向右入射到样品中，光子的电场沿垂直方向，样品的反铁 磁排列分别取水平和垂直方向。此时，Fe 的 L2带边吸收峰如图所示，显示出吸收谱 对反铁磁自旋取向敏感；(c)基于此，如果将入射 X 射线聚焦后对样品逐点扫描，即 可得到90°反铁磁畴结构的衬度。此即为相互垂直的反铁磁畴结构成像[3]

事 实 上 ，SHG 成 像 技 术 早 在 1990 年代就用于多铁性 Cr2O3体系 的反铁磁成像。因为铁电畴与反铁 磁畴是内禀耦合在一起的，从而提 供了反铁磁畴成像的可能性。2000 年前后，Manfred Fiebig 用更先进的 SHG 技术，对多铁性六角稀土锰氧 化物反铁磁畴成像，堪称这一问题 的名篇[15]_。 (2) 扫描成像技术：包括自旋极 化 扫 描 隧 道 显 微 术(spin- polarized scanning tunneling microscopy, SP-STM) 和 磁 力 探 针 显 微 术 (magnetic force microscopy, MFM)。显然，在 合适样品条件下，这两类磁畴显微 术都可以付诸应用。不过，已经有 很 多 科 普 文 章 和 应 用 论 文 涉 及 于 此，本文不再对此赘述。 (3) 基于同步辐射的显微术：包 括 本 文 已 详 细 描 述 的X 射 线 磁 线 性二色光电子发射显微术(XMLD -PEEM)和最近发展起来的相干软X射 线相衬显微术(X-ray Bragg diffraction

铁磁畴壁成像。 (4) 所有用于铁磁畴成像的显微 术，包括同时成像(parallel imaging) 如 洛 伦 兹 显 微 术 ， 或 者 扫 描 成 像 (scan imaging) 如 MFM 和 SP- STM， 只 要 空 间 分 辨 率 足 够 高 ， 如 达 到 ~ 1 nm 或最少 ~10 nm，灵敏度足 够好，原则上都可以用于反铁磁成 像。极端情况下，如果分辨率能够 达到单自旋探测，用于反铁磁畴成 像将是小菜一碟。事实上，任何反 铁磁序都有有限的反铁磁波矢(波 长)，只要成像技术空间分辨率接近 这一波长，就可以应用。例如，针 对波长较长的诸如自旋波类反铁磁 序( 螺 旋 序 、 手 性 序 等 非 共 线 序 等)，非零的局域剩余磁矩不可避 免，这些技术用于成像绰绰有余。

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结语

到目前为止，有关反铁磁畴成 像的主要技术和新的发展趋势，在 都有梳理和展望。但是，就自然科 学而言，impossible 就是 impossible。 当试图去making it possible 时，那只 是另辟蹊径、弯道超车、委曲求全 之路。而这些尝试，正是现代科学 技术解决重大科技问题挑战的价值 之一。 回 到 反 铁 磁 畴 成 像 的 本 源 意 义，也就是说，不能只是追求超高 分辨率，因为分辨率高到单个自旋 时，界定铁磁和反铁磁就失去了意 义。既然初级序参量如B/M 不能利 用，就只好退而求其次去追求那些 二阶甚至三阶耦合效应。例如，用 光学方法，即基于交变电磁场与反 铁 磁 的 各 种 耦 合 关 联 ； 用 电 学 方 法，即基于磁电耦合效应；用力学 效应，即基于磁弹耦合行为。随着 探测技术向更高、更快、更强方向 蹒跚而行，未来对反铁磁畴的成像 总归是可行的，而这一领域无疑将 是热点和前沿。 参考文献 [1] https://en.wikipedia.org/wiki/X-ray_abso-rption_spectroscopy

[2] Introduction to X- ray Absorption Spec-troscopy. https://www.bnl.gov/ps/userguide/ lectures/Lecture-4-Ravel.pdf

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