Изометричные монокристаллы бората железа - магнитные и магнитоакустические эффекты (1097555), страница 4
Текст из файла (страница 4)
Параметры решетки в тонком приповерхностном слое13отличаются от параметров в объеме. Эти отличия эквивалентны деформациям,которые могли бы быть вызваны некоторым внешним гидростатическим давлением(сжатием или растяжением). Такое давление не изменяет симметриикристаллической решетки. Поэтому расчет энергии поверхностной анизотропиианалогичен проведенному в п.3.1. В результате расчета получена зависимостьконстанты as от относительного изменения длины ребра ∆ar/ar (%) элементарногоромбоэдра с гранями (10 1 4) (рис. 3, кривая а). Отметим, что в пределах довольнозначительных деформаций ∆ar/ar ≈ ±15%, для которых проводился расчет, знакконстанты as остается неизменным.
Это означает, что в указанных пределахостаются неизменными и ориентации ЛО и ТО поверхностной анизотропии. На рис.3 представлена зависимость Hk(∆ar/ar), рассчитанная с учетом as(∆ar/ar) по формуле(5) (кривая б). Видно, что согласие с экспериментом (Hk = 1 кЭ) может бытьдостигнуто при сжатии ∆ar/ar ≈ 10%.Второй предельный вариант реконструкции связан со смещением тольковнешнего монослоя ионов Fe3+. Рассчитана зависимость as(∆ar/ar) (рис. 4, кривая а).В этом случае величина as растет без изменения знака, если расстояние междуповерхностным и вторым слоем ионов Fe3+ увеличивается. При сближении же этихслоев константа as сначала уменьшается, а затем растет по модулю, изменив знак.Последнее обстоятельство свидетельствует о несоответствующей экспериментупереориентации ЛО и ТО.
На рис. 4 приведена расчетная кривая Hk(∆ar/ar),показывающая, что экспериментальное значение поля Hk может быть реализованопри деформации растяжения ∆ar/ar ≈ –10% (кривая б). На рис. 2 представленарассчитанная на основе (4) и (5) кривая намагничивания реконструированнойповерхности с полем насыщения, совпадающим с экспериментальным (Hk = 1 кЭ)(кривая 3).В п. 3.7 рассматривается теория поверхностного магнетизма в случаедефектной поверхности.
Известно, что поверхность кристалла представляет собойобласть, где может наблюдаться повышенная концентрация дефектов. В некоторыхслучаях дефекты в приповерхностной области создаются искусственно. Рассмотримследующую модель. В тонком приповерхностном слое «выключена» частьмагнитных ионов. Это могут быть вакансии или замещения диамагнитными ионами(диамагнитное разбавление) или то и другое вместе.
Рассчитаем вмагнитодипольном приближении энергию поверхностной анизотропии для грани(10 1 4) при наличии случайно распределенных указанных точечных дефектов. Дляэтого учтем взаимодействие ионов Fe3+ в параллелепипеде 100ar×10ar×100ar сгранями типа (10 1 4) , одна из «больших» граней 100ar×100ar которого совпадает споверхностью кристалла. Используя генератор случайных чисел, мы задавали впараллелепипеде распределение дефектов с определенной концентрацией.
Врезультате получена линейная концентрационная зависимость as(x). В соответствии14с (5) зависимость Hk(х) является квадратичной. Рис. 5 демонстрирует существенноеуменьшение поля насыщения с ростом концентрации дефектов, котораяварьировалась в диапазоне от 0 до 0,5. Как следует из работы [13], кристаллFe1-xGaxBO3 для х ≈ 0,5 еще остается магнитным при низких температурах. Поэтомунаш расчет выполнялся для Т = 0К.В п. 3.8 рассмотрена магнитная структура переходного слоя во внешнем поледля грани (10 1 4) при Т = 300К. Получено уравнение, связывающее ориентацию ϕспинов с их расстоянием S от поверхности кристалла:[1 + cos (π / 4 − ϕ / 2)] ⋅ [1 − cos (π / 4 − ϕ0 / 2 )] [мкм ] .1(6)S≅lnH t [1 − cos (π / 4 − ϕ / 2 )] ⋅ [1 + cos (π / 4 − ϕ0 / 2 )]Угол ϕ0, как и ранее, задает ориентацию спинов на поверхности; поле Htприложено вдоль ТО.На рис.
6 представлены кривые распределения намагниченности в переходномслое ϕ(S), построенные в соответствии с (6) и (4) для различных величин внешнегополя и экспериментального значения поля насыщения Нk = 1000 Э.При рассмотрении поверхностного магнетизма бората железа мысталкиваемся с величинами, относящимися к одному из трех пространственныхмасштабов: толщина переходного слоя ∼ 10−1 мкм, глубина формирования МОсигнала ∼ 10−2 мкм [14,15], толщина приповерхностного слоя, дающего вклад вэнергию поверхностной анизотропии ∼ 10−4 ÷ 10−3 мкм. Разворот спинов оториентации на поверхности к ориентации в объеме осуществляется в пределахпереходного слоя. В пределах же толщины приповерхностной области,зондируемой оптическим лучом, этот разворот пренебрежимо мал.
Здесь спиныпрактически параллельны спинам ионов на поверхности. Именно это делаеткорректнымсравнениеэкспериментальныхкривыхнамагничиванияприповерхностного слоя, получаемых методом эффектов Керра, с расчетнымикривыми для поверхности (см.п.3.4). В работе анализируются возможностиэкспериментального изучения структуры переходного слоя.Четвертая глава содержит результаты теоретического изучения еще одногоэффекта, обнаруженного в изометричных кристаллах FeBO3, – магнитноголинейного ДП звука.
Проведено исследование полевой зависимости амплитудыакустической волны, распространяющейся вдоль оси 3z кристалла.В п. 4.1 проанализированы работы, посвященные МА эффектам вантиферромагнетиках. Для описания акустических свойств АФ кристаллов можноиспользовать два макроскопических подхода [16,17]. Первый – симметрийный –подход позволяет качественно установить возможность существования того илииного акустического эффекта в АФ кристалле.
Во втором подходе МУ волнырассматриваются на основе связанных уравнений МУ динамики.15В п. 4.2 описаны эксперименты по исследованию полевой зависимостиамплитуды звука в борате железа [11]. В экспериментах использовалсясинтезированный нами из газовой фазы монокристалл бората железа в видеестественно ограненной правильной гексагональной призмы высотой 1,24 мм и сплощадью оснований, являющихся базисными гранями (⊥3z), ≈ 20 мм2. Базисныеграни подвергались тонкой механической обработке до оптического качества.Ширина линии АФМР образца на частоте 60 ГГц при 77 К составила ∆Н1/2 ≤ 100 Э,что для кристалла FeBO3, синтезированного из газовой фазы являетсясвидетельством высокого качества. Геометрия эксперимента такова: k || 3z ⊥ H.Здесь k – волновой вектор звуковой волны; H – внешнее магнитное поле.
Линейнополяризованная поперечная акустическая волна частотой 178 МГц возбуждалась ирегистрировалась при Т = 77К пьезопреобразователями, укрепленными напротивоположных базисных гранях образца. Измеренная полевая зависимостьамплитуды А⊥ звука (поляризации излучающего и приемного преобразователейскрещены), прошедшего сквозь пластину FeBO3, представлена на рис. 7а. Этазависимость носит осцилляционный характер. Период осцилляций растет сувеличением магнитного поля. Хорошо видно, что кривая А⊥(Н), наряду сдлиннопериодными осцилляциями, обладает и малопериодными – тонкойструктурой. На рис. 7б приведена экспериментальная зависимость А⊥(Н),полученная в результате фильтрации высокочастотной компоненты сигнала.П.
4.3 посвящен теоретическому анализу наблюдаемой в борате железаосцилляционной зависимости А⊥(Н). Анализ основан на теории Турова [8], развитойдля интерпретации подобных осцилляций, наблюдавшихся ранее на изоструктурномборату железа карбонате марганца, MnCO3, Гакелем [9]. Будем далее называтьрассматриваемые осцилляции звука в АФ кристаллах по имени их первыхисследователей – осцилляциями Гакеля-Турова. В случае скрещенных (⊥) ипараллельных (||) поляризаций излучающего и приемного преобразователей длязависимостей А(Н) теория приводит к следующим выражениям:A ⊥ = 2 sin ψ cos ψ 1 − cos( ∆kd ) ,(7)A II = 1 − 2 sin 2 ψ cos 2 ψ[1 − cos( ∆kd ) ],(8)где ψ – угол между векторами поляризации падающей волны и ее магнитной моды;d – толщина кристалла;−1 / 2 1 ω 1∆C1+∆k = ω−=− 1 .v v C vrqq44(9)Здесь ω – частота акустической волны; v r = (C 44 + ∆C) / ρ и v q = C 44 / ρ – фазовыескорости магнитной и немагнитной моды; ρ – плотность кристалла; С44 – упругаяпостоянная; ∆С – магнитный вклад в эффективную упругую постоянную [10]:1624H E B14∆C = −,(10)M 0 [2H E H me1 + H (H + H D )]где Hme1 – первое МУ поле; HE и HD – эффективные поля – обменное иДзялошинского; В14 – МУ постоянная.Рассчитанная по формуле (7) кривая А⊥(Н) (рис.
7в) существенно отличаетсяот экспериментальной (рис. 7а). Она обладает гораздо меньшим, чем вэксперименте, периодом ОГТ, особенно в слабых полях, а ее амплитуда, в отличиеот экспериментальной, не зависит от величины поля Н. Теоретическая кривая А⊥(Н)не имеет и наблюдаемой в эксперименте тонкой структуры.Как следует из (7) – (9), период ОГТ определяется зависимостью ∆С(Н).
Нарис. 8 приведены кривые ζ (H ) = ∆C(H ) / C 44 для FeBO3 (кривая а) и MnCO3 (криваяв), рассчитанные нами на основе (10). Сопоставление ζ(Н) с расчетными кривымиА⊥(Н) для FeBO3 и MnCO3 дает основание утверждать: чем меньше величина ζ ичем слабее ее зависимость от поля, тем большим периодом ОГТ обладаетсоответствующая кривая А⊥(Н). Поскольку экспериментальная кривая А⊥(Н) длябората железа имеет гораздо больший период ОГТ, чем расчетная, реальнаявеличина |∆С| должна быть меньше расчетной. Таким образом, для адекватногоописания эксперимента нужно найти физический механизм, который приводит куменьшению |∆С|. Отметим, что сравнивать периоды ОГТ и величины |∆С| нужно вобласти слабых полей, поскольку с ростом величины поля различия нивелируются.В п.
4.5 развита теория линейного акустического ДП в борате железа,учитывающая механические граничные условия. Исследования монокристалловбората железа свидетельствуют о том, что механическое воздействие на образецприводит к существенной магнитной анизотропии в базисной плоскости.Описанные эксперименты по возбуждению звука в FeBO3 также связаны смеханическими граничными условиями, вызывающими деформации кристалла вбазисной плоскости.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
