В предлагаемой работе исследованы температурные зависимости спектров поглощения и магнитного кругового дихроизма f-f перехода 6 H 15/2→ 6 в ионе Dy3+ в оксидном стекле: Dy2O3-La2O3-Al2O3-B2O3-SiO2-GeO2, где массовая концентрация Dy2O3 составляет 43.3%. Спектр поглощения стекла в инфракрасной области при комнатной температуре показан на рис. 1.
Магнитооптические свойства переходов в состояния 6F5/2 и 6 были изучены ранее. На основании температурных зависимостей спектров поглощения и МКД получена температурная зависимость интегральной парамагнитной магнитооптической активности перехода, представленная на рис. 3.
Ван Флек и Хебб показали, что парамагнитная МОА пропорциональна парамагнитной восприимчивости: a = K χ. Однако коэффициент пропорциональности K зависит не только от типа иона и длины волны наблюдения, но и от свойства электронного перехода, ответственного за наблюдаемый магнитооптический эффект. Эксперименты подтверждают, что температурные зависимости этих величин действительно совпадают, когда измеряется эффект Фарадея, обусловленный сильными переходами, т.е., МОА возрастает по абсолютной величине при понижении температуры и подчиняется закону Кюри или Кюри-Вейсса. Подчиняется закону Кюри-Вейсса и МОА f-f переходов в том же стекле, которые были изучены в. Однако полученный в данной работе результат показывает, что в случае запрещённых по чётности f-f переходов возможно существенное различие температурных зависимостей МОА и парамагнитной восприимчивости.
Интегральная парамагнитная МОА перехода между J ‑мультиплетами, когда она подчиняется закону Кюри, может быть записана в виде:
Здесь k и Δ k – коэффициент поглощения и МКД, соответственно, относящиеся к полосе поглощения J 1 → J 2, H – магнитное поле, T – температура, A – константа, характеризующая МОА конкретного перехода. Как интенсивность, так и МОА запрещённых по чётности f-f переходов обязаны разрешённым переходам между состояниями противоположной чётности, которые примешиваются к 4 f состояниям нецентросимметричной компонентой кристаллического поля, как статического, так и связанного с колебаниями решётки. Парамагнитная МОА разрешённых переходов между J мультиплетами равна:
для перехода J →: A = – g / 2,
для перехода J → J: A = – g /2,
для перехода J →: A = + g J / 2,
где g – фактор Ланде исходного состояния. Для разрешённых переходов МОА, описываемые соотношениями, вполне однозначны. Для f-f переходов эти величины дают только максимально возможные МОА, так как, прежде всего, несколько примесей к 4 f состояниям может иметь место. Кроме того, имеются существенные различия между магнитооптическими свойствами ионов с целыми и полуцелыми полными моментами. Ион Dy3+ имеет полуцелый момент. Состояния с полуцелыми моментами, по крайней мере, дважды вырождены в любом КП и имеют магнитный момент. Следовательно, зависящий от температуры МКД должен существовать.
Состояния, примешанные к 4 f состояниям, должны также обеспечивать разрешение по полному моменту согласно правилу отбора: 
, где Ji – полный момент исходного состояния, а 
- примеси к конечному состоянию. Таким образом, разрешение f-f переходов из основного состояния J =15/2 может быть обеспечено примесью состояний с J =13/2, J=15/2 и J =17/2 к возбуждённому 4 f состоянию. С помощью находим, что МОА переходов в упомянутые состояния: A = -5.66, -0.66 и +5, соответственно, при g=4/3. Из экспериментальных данных при T=293 K, когда наиболее равномерно заселены компоненты расщепления основного состояния в КП, находим: A exp= -0.78. Сравнивая эту величину с теоретически возможными, приходим к выводу, что в разрешении перехода могут принимать участие одновременно все перечисленные выше примеси к возбуждённому состоянию.
Заключение
Таким образом, парамагнитная МОА исследованного f-f перехода состоит из нескольких вкладов различной величины и знака. Соотношение вкладов зависит от заселенности компонент расщепления основного состояния кристаллическим полем, что приводит к дополнительной зависимости интегральной МОА от температуры, которая в данном веществе и для данного перехода оказывается принципиально отличной от закона Кюри-Вейсса.
Литература
1. S. Tanabe. J. Non-Cryst. Solids 259, 1.
2. Y. Guimond, J.L. Adam, A.M. Jurdyc, J. Mugnier, B. Jacquier, X.H. Zhang. Optical Materials 12, 467.
3. I.S. Edelman, A.V. Malakhovskii, A.M. Potseluyko, T.V. Zarubina, A.V. Zamkov. J. Non-Cryst. Solids 306, 120.
4. K. Binnemans, R. Van Deun, C. Görller-Walrand, J.L. Adam. J. Non-Cryst. Solids 238, 11.
5. P. Babu, C.K. Jayasankar. Optical materials 15, 65.
6. M. Jayasimhadri, D.V.R. Moorthy, R.V.S.S.N. Ravi Kumar. J. Alloys and Comp. 408–412, 724.
7. S.J. Collocott and K.N.R. Taylor. J. Phys. C: Solid State Phys. 11, 2885.
8. S.J. Collocott and K.N.R. Taylor. J. Phys. C: Solid State Phys. 12 1767.
9. U.V. Valiev, A.A. Klochkov, A.S. Moskvin and P. Shiroki. Opt. Spectrosc. 69, 68.
10. A.A. Klochkov, U.V. Valiev and A.S. Moskvin. Phys. Stat. Sol. 167, 337.
11. K. Binnemans, C. Gorller-Walrand, J. Lucas, N. Duhamel and J.L. Adam. J. Alloys Compounds 225, 80.
12. K. Binnemans, D. Verboven, C. Gorller-Walrand, J. Lucas, N. Duhamel and J.L. Adam. J. Non-Cryst. Solids 204, 178.
13. K. Binnemans, D. Verboven, C. Gorller-Walrand, J. Lucas, N. Duhamel-Henry, J.L. Adam. J. Alloys Compounds 250, 321.
14. В.А. Исаченко, А.Л. Сухачев. Вестник КрасГУ 4, 68.
15. J.H. Van Vleck, M.H. Hebb, Phys. Rev., 1934.-V. 46. – P.17.
16. А.В. Малаховский, В.А. Исаченко, А.Л. Сухачев, А.М. Поцелуйко, В.Н. Заблуда, Т.В. Зарубина, И.С. Эдельман. ФТТ, 2007.-Т. 49. – №4.- С. 667.