Изометричные монокристаллы бората железа - магнитные и магнитоакустические эффекты (1097555), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Пространственная группа симметрии D 36d . Этодиэлектрик, а в магнитном отношении – антиферромагнетик со слабым9ферромагнетизмом и магнитной анизотропией типа легкая плоскость. Всемагнитные векторы приблизительно лежат в плоскости базиса (⊥ 3z). На основетермодинамической теории Дзялошинского проанализированы возможныемагнитные состояния бората железа.

Приводятся результатыисследованиядоменной структуры кристалла.Вторая глава посвящена экспериментальным исследованиям поверхностногомагнетизма бората железа.Вначале (п.2.1) анализируются работы, в которых рассматриваютсяповерхностные эффекты в магнетиках. В п. 2.2 описаны экспериментальныеобразцы и методы, применяемые в диссертационной работе для исследованияповерхностного магнетизма бората железа. Синтезированные изометричныемонокристаллы FeBO3 имели грани пяти типов. Для оценки степени совершенствакристаллов использовался рентгеновский метод дифракционного отражения(кривых качания). Полуширина кривых на разных гранях составила 10 ÷ 40′′, чтосвидетельствует о хорошем качестве образцов.

Доменная структура на поверхностикристаллов FeBO3 и ее поведение в магнитном поле изучались методом порошковыхфигур (магнитной суспензии) Биттера. Поверхностный магнетизм кристаллов FeBO3исследовался методом МО эффектов Керра – экваториального (ЭЭК) и полярного(ПЭК). В работе использовалась динамическая МО установка с автоматическойрегистрацией сигнала, что позволило увеличить чувствительность на 2÷3 порядка посравнению со статическим методом. Для исследований в области низких температурприменялся вакуумный оптический криостат.

От комнатной температуры до точкиНееля (ТN = 348 К) измерения выполнялись в продувном термостате.В п. 2.3 приведены результаты исследования доменной структуры методомпорошковых фигур (магнитной суспензии) Битера. На естественных небазисныхгранях монокристаллов бората железа наблюдалась лабиринтная доменнаяструктура, сходная с доменной структурой тонкопленочных ЦМД-содержащихматериалов, свидетельствующая о существовании на этих гранях однооснойповерхностной магнитной анизотропии. Изучено поведение лабиринтнойструктуры в магнитном поле (рис.1).П.

2.4 посвящен количественным исследованиям поверхностной анизотропиибората железа методами МО эффектов Керра. Измеренная спектральнаязависимость этих эффектов свидетельствует о возможности их использования дляизучения поверхностного магнетизма бората железа. Методом ЭЭК и ПЭК прикомнатной температуре получены кривые намагничивания поверхности для граней(10 1 4) , (11 20) , (112 3) и (0001) Установлено, что на грани (10 1 4) существуетодноосная поверхностная анизотропия с весьма значительным полем насыщенияHk ≈1кЭ (рис.2, кривая 1) при намагничивании вдоль оси трудного намагничивания,ТО || 2х. Это направление совпадает с линией пересечения граней (10 1 4) и (0001) .10Намагничивание в направлении оси легкого намагничивания, ЛО (⊥ ТО),завершается в полях, сравнимых с полями размагничивания (~ 100 Э).

На гранях(11 20) и (112 3) с точностью до величин полей размагничивания поверхностнаяанизотропия не обнаружена. Отсутствует поверхностная анизотропия и на базисныхгранях (0001) .В п. 2.5 проведены температурные исследования поверхностного магнетизма.Методом ЭЭК получены кривые намагничивания поверхности (10 1 4) в широкоминтервале температур – от 77К до точки Нееля. Установлено, что с изменениемтемпературы ориентация ТО и ЛО сохраняется.

Путем сравнения температурныхзависимостей поля насыщения Hk и подрешеточной намагниченности M0 показано,что хорошо выполняется соотношение Hk ~ M 0.В третьей главе проведены теоретические исследования поверхностногомагнетизма бората железа. На основе построенной теории проанализированыэкспериментальные результаты.В п. 3.1 для всех типов небазисных граней бората железа в магнитодипольномприближении рассчитана энергия поверхностной анизотропии, определяемая какразность энергий магнитных ионов на поверхности и в глубине кристалла. В общемслучае эта энергия имеет видσ (ijkl ) = sin 2 θ sin ϕ(a s sin ϕ + b s cos ϕ) + c s cos 2 θ + sin θ cos θ(d s cos ϕ + f s sin ϕ).

(1)Здесь θ и ϕ – полярный и азимутальный углы АФ вектора, отсчитываемые от осей 3zи 2x, соответственно; рассчитанные константы поверхностной анизотропии as, bs, сs,ds, fs [эрг/см2] (Т = 0К) сведены в таблицу.(10 1 4)as0,030bs0cs0,006ds0fs0,039(112 0)0,0110-0,01700,031(112 3)-0,002-0,014-0,020-0,014-0,011(01 1 2)-0,0120-0,02000,044В п. 3.2 определена энергия приповерхностного слоя в отсутствие внешнегомагнитного поля.

В силу своего определения энергия (1) не включает магнитнуюкристаллографическую анизотропию, характерную для объема кристалла FeBO3.Учет этой анизотропии должен привести к существованию приповерхностногопереходного слоя типа доменной границы, в котором магнитные моменты плавноразворачиваются от равновесной ориентации на поверхности к равновеснойориентации в объеме кристалла. В отсутствие магнитного поля и базиснойанизотропии в глубине кристалла переходный слой может быть связан с изменениемв пространстве только полярного угла θ.

Азимутальный угол ϕ в приповерхностной11области будет постоянным. Поверхностная плотность энергии переходного слоя вэтом случае может быть представлена так:21 ∞   dθ γ θ = ∫ A   + a ' cos 2 θdS = a ' A (1 − sin θ 0 ) ,(2)2 0   dS где S – расстояние от поверхности вглубь кристалла; А = 0,7⋅10–6 эрг/см – обменныйпараметр; а′ = 4,85⋅106 эрг/см3 – эффективная константа однооснойкристаллографической анизотропии (Т = 0К); θ0 – полярный угол АФ вектора наповерхности.Характерная энергия переходного слоя в рассматриваемом случае намногопревосходит константы поверхностной анизотропии: a ' A ≈ 1,8 эрг/см3 >> as , bs ,сs , ds , fs .

Поскольку выход магнитных моментов приповерхностных ионов Fe 3 избазисной плоскости ведет к возрастанию «большой» энергии γ θ и уменьшению«малой» σ, неколлинеарность магнитных моментов в переходном слое являетсяэнергетически невыгодной: магнитные моменты оказываются практически вбазисной плоскости: θ(S) = θ0 = π/2. При этом γ θ = 0 (см.(2)). Поверхностнаяанизотропия и обменное взаимодействие закрепляют спины в приповерхностномслое вдоль некоторого направления в базисной плоскости, задаваемого ориентациейповерхностных спинов φ0. Угол φ0 определяется из уравнения ∂σ / ∂ϕ 0 = 0 .

Дляграни (10 1 4) мы получили ϕ 0 = 0 . Это направление задает ориентацию ТО,которая, как и в эксперименте, оказывается параллельной оси 2х.В п. 3.3 рассчитана энергия переходного слоя в магнитном поле. В отсутствиевнешнего магнитного поля приповерхностный магнитный слой являетсяоднородным. Неоднородный по углу ϕ слой возникает в магнитном поле. Связаннаяс ним избыточная энергия сводится к выражению2∞ A  dϕ γ ϕ = ∫    + MH t [sin (β − ϕ ) + 1]dS = 4 AMH t (1 − cos x 0 ) ,(3)2dS0  где М – спонтанная намагниченность кристалла; Ht – проекция внешнегомагнитного поля на базисную плоскость; x 0 = ( π / 2 + β − ϕ0 ) / 2 ; β – угол междунаправлением поля Ht и осью 2х.В пренебрежении выходом магнитных моментов из базисной плоскости(θ = π/2) уравнение для определения равновесного угла поверхностных спинов ϕ0 сучетом (1) и (3) имеет вид∂(γ ϕ + σ ) = −2 AMH t sin x 0 + a s sin 2ϕ 0 + b s cos 2ϕ 0 = 0 .(4)∂ ϕ0Уравнение (4) определяет, по существу, кривые намагничивания поверхностидля всех рассмотренных типов граней кристалла (п.

3.4). Для грани (10 1 4) , на12которой поверхностная анизотропия велика, при Т = 0К мы получили (п.3.1):as = 0,030 эрг/см2, bs = 0. В пределе Нt → Hk при намагничивании вдоль ТО (β = 0)должно быть: ϕ 0 → π / 2 . В этом случае уравнение (4) даетH k = 4a s2 /( AM ) .(5)Отсюда при Т = 0К находим Hk ≈ 300 Э. Определим Нk при комнатной температуре.Так как А ~ M 02 , M ~ М0, as ~ M 20 , то в соответствии с (5) получаем Нk ~ М0 ~ М, чтосоответствует эксперименту.

Поскольку M 0 (T = 0K ) / M 0 (T = 300 K ) = 1,47 , имеемНk(Т=300К) ≈ 200Э. На рис. 2 представлена кривая намагничивания при Т = 300К,рассчитанная на основе (4) с учетом (5) (кривая 2).Для других небазисных граней расчетные значения поля Нk оказываются почтина порядок меньше, что хорошо коррелирует с МО экспериментом.О существовании слабой поверхностной анизотропии на этих граняхсвидетельствует ЦМД-структура. По-видимому, метод порошковых фигурпозволяет обнаружить более слабую поверхностную анизотропию, которая приисследовании с помощью эффектов Керра маскируется полями размагничивания.Таким образом, можно заключить, что построенная теория объясняетсимметрию поверхностной анизотропии, дает правильный порядок ее величины длявсех типов граней, а также температурную зависимость поля Нk (п. 3.5).В п.

3.6 теория поверхностного магнетизма бората железа обобщена на случайреконструированной поверхности. Поскольку поверхность представляет собойструктурный дефект, в приповерхностной области изменяются не толькорассмотренные магнитные взаимодействия, но и упругие. Последнее обстоятельстводолжно приводить к искажению кристаллической структуры в приповерхностнойобласти – частичной реконструкции поверхности. Расхождение теоретического иэкспериментального значений поля Hk для грани (10 1 4) может быть обусловленосмещением ионов Fe3+ на поверхности из кристаллографических положений.Рассчитанные константы поверхностной анизотропии обратно пропорциональныпятой степени параметра решетки ar кристалла. В соответствии с (5) это означает:H k ∼ a −r 10 .

Поэтому можно ожидать, что поле Hk будет весьма чувствительным квариации ar в тонком (в несколько атомных слоев) приповерхностном слое.Рассмотрим влияние реконструкции на поверхностный магнетизм боратажелеза для грани (10 1 4) . Рассчитаем в магнитодипольном приближении с учетомреконструкции энергию поверхностной анизотропии и поле насыщения для этойграни. Реконструкция связана с изменением расстояний между приповерхностнымиатомами. Поскольку неизвестно насколько быстрорешетка бората железарелаксирует по мере углубления в кристалл, мы проанализируем два предельных вэтом смысле варианта реконструкции. В первом варианте будем исходить изследующей простой модели.

Характеристики

Список файлов диссертации