CC BY
29
Влияние перестройки магнитной структуры кристалла FeBo3: Mg на его магнитооптическую анизотропию Шарипов М.З.1, Соколов Б.Ю.2, Файзиев Ш.Ш.3, Миржонова Н.Н.4
1 Шарипов Мирзо Зокирович /Sharipov Mirzo Zokirovich - кандидат физико-математических наук, доцент,
кафедра физики,
Бухарский инженерно-технологический институт, г. Бухара, Республика Узбекистан;
2Соколов Борис Юрьевич /Sokolov Boris Yurevich - доктор физико-математических наук, кафедра оптики и лазерной физики,
Национальный университет Узбекистана имени М. Улугбека, г. Ташкент, Республика Узбекистан;
3Файзиев Шахобиддин Шавкатович /Fayziev Shahobiddin Shavkatovich - ассистент,
кафедра физики,
Бухарский инженерно-технологический институт, г. Бухара, Узбекистан;
4Миржонова Насиба Норкуловна /Mirjanova Nasiba Norkulovna - ассистент,
кафедра физики,
Бухарский инженерно-технологический институт, г. Бухара, Республика Узбекистан
Аннотация: на основе результатов, полученных при исследовании влияния света на параметры модуляции магнитного порядка FeBO3:Mg, предложена модель фоточувствительности этого слабого ферромагнетика. Выявленные закономерности фотоиндуцированных эффектов в FeBO3:Mg показали возможность управления его локальными магнитными и магнитооптическими свойствами совместным действием внешней засветки и магнитного поля.
Ключевые слова: магнитное поле, монокристалл, процесс технического намагничивание, низкая температура.
Известно что, в [1] впервые было обнаружено, что в области низких температур в процессе технического намагничивания монокристалла FeBO3:Mg в легкой плоскости вдоль трудных осей (при Н 1 С2) в магнитном поле, превышающем некоторое критическое значение, в этом слабом ферромагнетике наблюдается переход из однородного магнитного состояния в пространственно модулированное. При интерпретации полученных в [1] результатов предполагалось, что возникающая при этом переходе модулированного состояния (ММС) кристалла имеет вид статичной поперечной спиновой волны, линейно поляризованной в плоскости (111), в которой при смещении вдоль направления намагничивания локальный антиферромагнитный момент l осциллирует около оси С2 (соответственно, вектор m осциллирует около перпендикулярного этой оси направления, т.е. - около направления Н).
В области низких температур (Т < Тс ~ 130 К) при наложении внешнего магнитного поля Н в легкой плоскости FeBO3:Mg с ростом Н происходит перестройка магнитной структуры этого слабого ферромагнетика - из однородной она становится пространственно модулированной. При этом возникающая ММС имеет вид статичной спиновой волны, линейно поляризованной в легкой плоскости, в которой при смещении вдоль вектора Н локальный вектор антиферромагнетизма осциллирует около направления оси С2 1 Н.
Поскольку, в легкоплоскостных слабых ферромагнетиках величина магнитооптических эффектов существенно зависит от ориентации векторов ферромагнетизма m и антиферромагнетизма l в кристалле, очевидно, что магнитооптические свойства FeBO3:Mg в однородной и модулированной магнитных фазах должны заметно различаться. В настоящем статье приведены результаты экспериментальных исследований влияния перестройки магнитной структуры FeBO3:Mg на его магнитооптическую анизотропию.
Изучалась полевая и температурная зависимости магнитного линейного двулучепреломления. Поскольку ММС возникает при намагничивании кристалла вблизи направлений, перпендикулярных трем осям С2, исследования зависимости магнитное линейное двулучепреломление (МЛД) от Н и Т были выполнены при ориентации Н вдоль направления, перпендикулярного одной из осей С2, и для сравнения результатов - при
Н || С2.
Измерения МЛД были выполнены в интервале температур 80 - 295 К в магнитном поле напряженностью Н < 50 Э (во всех экспериментах вектор Н лежал в легкой плоскости кристалла) при нормальном падении света на плоскость образца (свет распространялся в кристалле вдоль оси С3), при этом плоскость поляризации падающего на образец света составляла угол п/4 с направлением Н. Величина МЛД
определялась по сдвигу фазы между нормальными модами ¥ = 2nz ( иц - nL ) /X (где z - толщина образца, иц
и П - показатели преломления для света, линейно поляризованного соответственно вдоль и поперек
направления Н), измеряемому при помощи фазового компенсатора (пластинки X/4) по известной методике. Сигнал, вырабатываемый фотоприемником, синхронно детектировался и подавался на вход «Y» двухкоординатного самописца, на вход «Х» которого поступал сигнал, пропорциональный величине Н.
Выполненные исследования показали, что в температурной области выше температуры перехода кристалла в модулированное магнитное состояние (при Т > Тс) вид зависимости ¥ (Н) практически не менялся при изменении направления вектора Н в плоскости (111). В то же время при Т < Тс зависимости ¥(Н), наблюдаемые при разной ориентации намагничивающего поля, заметно различались. В качестве
примера на рис. 1 показаны полевые зависимости МЛД исследованного кристалла, полученные при двух температурах 80 и 150 К при ориентации вектора Н вдоль одной из осей С2 и вдоль перпендикулярного этой оси направления. Из сравнения графиков видно, что тогда как полученные при Т = 150 К кривые ¥(Н) различаются слабо,
d, мкм
Рис. 1. Полевые зависимости магнитного линейного двулучепреломления в FeBO3:Mg, полученные при Т = 80 К при Н1С2 (1) и Н\ \ С2 (2). Пунктирная ломаная линия - полевая зависимость пространственного периода системы светлых и темных полос, наблюдаемых на изображении образца при Т = 80 К. Стрелки указывают направление развертки магнитного поля. На вставке: полевые зависимости магнитного линейного двулучепреломления в FeBO3:Mg, полученные при Т = 150 К при Н1.С2 (сплошная кривая) и Н\\С2 (пунктир) [3].
при Т = 80 К при переориентации Н зависимость ¥(Н) заметно меняется: изменяется наклон начального участка, магнитный гистерезис, значение поля насыщения. Особенно заметно различие получаемых кривых ¥(Н) становится в достаточно сильном магнитном поле: из рис.1, в частности, следует, что в отличие от ориентации Н || С2, при которой при Н > 5 Э в пределах ошибки эксперимента величина ¥ не изменяется с ростом Н, при ННС2 при выходе на насыщение зависимость ¥(Н) имеет немонотонный (скачкообразный) вид.
На рис. 2. показаны температурные зависимости МЛД в FeBO3:Mg, полученные при двух значениях магнитного поля (НН С2): Н\ = 6 Э - поле, в котором существует ММС, и Н2 = 50 Э - в этом поле намагниченность кристалла заведомо однородна (см. рис. 1) и лежит в легкой плоскости вдоль вектора Н и, следовательно, l Н Н (т.е. l ||С2). Видно, что в то время как при Н = 50 Э при изменении Т величина МЛД изменяется примерно как 12(Т) (в насыщающих полях аналогичные зависимости ¥(Т) наблюдаются и при других ориентациях Н в плоскости (111)), при Н = 6 Э в области температур 80 < Т < 135 К ¥(Т) ~ const.
Рис. 2. Температурные зависимости магнитного линейного двулучепреломления в FeBO3:Mg, полученные при разных значениях Н: 1 - 50 Э, 2 - 6 Э (ННС2). Пунктирная ломаная линия - температурная зависимость пр гвенного
периода системы светлых и темных полос, наблюдаемых на изображении образца при Н =
При анализе полевой и температурной зависимостей МЛД в FeBO3:Mg учтем, что в м_д_,лированной магнитной фазе, где направление вектора l изменяется от точки к точке в плоскости образца, в выбранной геометрии эксперимента измеряемая «интегральная» величина ¥ определяется средним по площади сечения лазерного луча значением ф, которое при 0 = 45о и зависимости угла Р(х) в виде
l2 r l2 r n
— f cos(2Po sin 2nx / d)dx — f [ J (2Po) + 2^ J2k (2Po) cos4nkx / d]dx «
ф ^ Г о = Г о k=i
~ 12 [J0(2po) + J2(2po)d sin(4n r/d)/2n r], (1)
где r - линейный размер образца в направлении Н в сечении лазерного луча, J0(2po) и J2(2po) -функции Бесселя соответственно нулевого и второго порядков [4].
Поскольку для экспериментально найденных значений угла Ро величина J0 (2ро) >> J2 (2ро) (например, при Ро = 10о J0(0.35) ~ 0.96, J1(0.35) ~ 0.01 [4]), а период модуляции d << r (r ~ 2 мм -диаметр лазерного луча), из (1) следует, что в модулированной магнитной фазе кристалла полевая и температурная зависимости МЛД целиком определяются зависимостью первого слагаемого от Н и Т.
В случае скачкообразного изменения периода модуляции магнитного порядка в зависимости от Т и Н угол ро также будет меняться скачкообразно. С учетом (1) это означает, что скачки, наблюдаемые на зависимости ¥(Н при Н±С2 (рис.1), обусловлены скачкообразным изменением в магнитном поле величины ро (предполагается, что l(H) = const).
Что же касается температурной зависимости МЛД в FeBO3:Mg, то из структуры формулы (1) видно, что в однородной магнитной фазе (Ро = 0, J0 = 1) зависимость ¥(Т) определяется зависимостью l2 от Т, а в модулированной - температурной зависимостью произведения 1^о(2ро). Поскольку в температурном интервале 80 < Т < 135 К с ростом Т значение функции J^p^) увеличивается примерно на 5 %, а величина l2 - уменьшается примерно в той же пропорции, конкуренция этих тенденций и определяет наблюдаемое поведение ¥ (Т) при Н±С2 (рис. 2). Из сравнения графиков зависимостей d(H) и d(T) следует, что скачки на кривой d(J) менее выраженные по сравнению со скачками изменения величины d с полем. Согласно (1) последнее означает, что изменение угла ро с температурой будет так же более плавным, чем изменение величины ро при изменении Н. Этим, вероятно, и объясняется отсутствие скачков на зависимости ¥ (Т) при Н±С2.
Литература
1. Караев А.Т., Соколов Б.Ю., Федоров Ю.М. Индуцированная магнитная сверхструктура в слабом ферромагнетике FeBO3:Mg. // ФТТ. - 2000. - Т.42. - В.11. - С.2036 - 2041.
2. Бойдедаев С.Р., Джураев Д.Р., Соколов Б.Ю., Файзиев Ш.Ш. Влияние перестройки магнитной структуры кристалла FeBO3: Mg на его магнитооптическую анизотропию. // Опт. и спектр. - 2009. -Т.107. - №2, С. 321 - 325.
3. Корн Г., Корн Т. Справочник по математике. - М.: Наука, - 1978. - С. 435.
