Диссертация (1145403), страница 35
Текст из файла (страница 35)
5.9 а,б, 5.10 и 5.20). Но прежде чем перейти к описанию модели распределение векторов локальной намагниченности в ферромагнитных ИОПС, обратим внимание еще на два интересных факта, полученныхиз данных малоугловой дифракции нейтронов на этих образцах. Первое,как видно из рисунка 5.24 д, усредненная интенсивность когерентного вклада CM / CN для ИОПС на основе кобальта для брэгговских рефлексов 022̄,22̄0, 02̄2 и 2̄20 (α = 30o ) увеличивается с увеличением магнитного поля, непроявляя насыщения вплоть до H = 200 мТ. Это также связано с уменьшением соответствующей усредненной интенсивности диффузного рассеянияCD с ростом H без выполаживания зависимости (Рис.
5.24 е). Это означает, что плоскости 022 не намагничиваются в поле H = 200 мТ, в отличиеот плоскостей 202 с ориентацией H в геометрии 1. Второе, не смотря наплохую статистику измерения магнитного вклада в малоугловую дифракцию поляризованных нейтронов на ИОПС на основе никеля из-за малогозначения длины магнитного когерентного рассеяния по сравнению с длиной ядерного когерентного рассеяния (pN i = 0.16 · 10−12 и bN i = 1.03 · 10−12 ,соответственно), на рисунке 5.23 д достаточно хорошо видно, что CM имеет ступенчатую зависимость от H с двумя значениями критических полейHC1 порядка 20 мТ и HC2 порядка 100 мТ.Сечение рассеяния нейтронов для намагниченной инвертированнойопалоподобной структуры можно легко вычислить, используя уравнение1.2.13 для магнитного вклада и уравнение 1.2.16 для интерференционноговклада, в предположении, что намагниченность единичного структурно-260го элемента ИОПС (Рис. 5.20) может быть направлена преимущественновдоль трех кристаллографических направлений с наименьшими индексами- типа h001i, h011i и h111i.
Тогда для геометрии 1 интенсивность магнитного вклада в брэгговский рефлекс 202̄ (сумма проекций векторов локальногонамагничивания на плоскость (202)) запишется в виде:IM (202̄) ∼ V[1̄11̄] m2[1̄11̄] + V[1̄01̄] m2[1̄01̄] + V[010] m2[010] ++V[011̄] m2[011̄] cos2 30◦ + V[1̄10] m2[1̄10] cos2 30◦ ++V[1̄00] m2[1̄00] cos2 45◦ + V[001̄] m2[001̄] cos2 45◦ ++V[1̄11] m2[1̄11] cos2 55◦ + V[111̄] m2[111̄] cos2 55◦ ,(5.2.1)а интенсивность магнитного вклада в брэгговский рефлекс 022̄ (сумма проекций векторов локального намагничивания на плоскость (022)) запишетсяв виде:IM (022̄) ∼ V[1̄11] m2[1̄11] + V[1̄00] m2[1̄00] ++V[1̄10] m2[1̄10] cos2 30◦ + V[1̄01̄] m2[1̄01̄] cos2 30◦ ++V[010] m2[010] cos2 45◦ + V[001̄] m2[001̄] cos2 45◦ ++V[1̄11̄] m2[1̄11̄] cos2 55◦ + V[111̄] m2[111̄] cos2 55◦ ,(5.2.2)где V[hkl] объем рассеивающего элемента, намагниченного вдоль направления [hkl].
Уравнения 5.2.1 и 5.2.2 можно упростить, если, во-первых, учесть,что направления типа h001i, h011i не поддерживаются форм-фактором единичного элемента структуры ИОПС. Во-вторых, предположить, что распределение локальной намагниченность в значительной степени зависит отанизотропии формы единичных элементов (Рис. 5.20), образующих структуру ИОПС. То есть вектора локальной намагниченности должны ориентироваться вдоль осей легкого намагничивания ИОПС, каковыми являются261[111̄], [1̄11] и [1̄11̄] (сильно анизотропные ножки, соединяющие тетраэдры иоктаэдры правильной формы, Рис. 5.10). Отметим, что ось [111] являетсятрудной осью намагничивания, так как направлена перпендикулярно плоскости пленочного образца. Поэтому модель намагниченности единичногоэлемента, которая будет в дальнейшем использована для интерпретацииэкспериментальных данных, базируется на преимущественном распределении векторов локальной намагниченности вдоль трех выбранных кристаллографических осей [1̄11̄], [1̄11] и [111̄].
Таким образом, уравнения 5.2.1 и5.2.2 переписываются как:IM (202̄) ∼ V[1̄11̄] m2[1̄11̄] ++V[1̄11] m2[1̄11] cos2 55◦ + V[111̄] m2[111̄] cos2 55◦ ,(5.2.3)иIM (022̄) ∼ V[1̄11] m2[1̄11] ++V[1̄11̄] m2[1̄11̄] cos2 55◦ + V[111̄] m2[111̄] cos2 55◦ .(5.2.4)Сечение рассеяния нейтронов для интерференционного вклада (суммарная проекция векторов локального намагничивания на направлениевнешнего магнитного поля) в геометрии 1 с учетом вышесказанного имеетвид:∆I(202̄) ∼ V[1̄11̄] m[1̄11̄] cos 19◦ + V[1̄11] m[1̄11] cos 55◦ cos 35◦ ++V[111̄] m[111̄] cos 55◦ cos 35◦(5.2.5)для брэгговского рефлекса 202̄ и для брэгговского рефлекса 022̄:∆I(022̄) ∼ V[1̄11] m[1̄11] cos 70◦ + V[1̄11̄] m[1̄11̄] cos 55◦ cos 66◦ ++V[111̄] m[111̄] cos 55◦ cos 66◦ .(5.2.6)262Если учесть тот факт, что в геометрии 1 направление [1̄11̄] является осью легко намагничивания, а направления [111̄], [1̄11] - осями относительно трудного намагничивания (рис.
5.20, Ур. 5.2.3 и 5.2.5), то следуетзаключить, что гистерезисное поведение, наблюдаемое для интерференционного и магнитного вкладов в интенсивность рассеяния для 202̄ рефлекса(Рис. 5.24 а,б), связано с переориентацией намагниченности в ножках, параллельных оси [1̄11̄]. Переориентация локальной намагниченности в ножках, параллельных осям [111̄] и [1̄11], происходит в больших полях (H > 50мТ) и регистрируется как небольшой, но постоянный рост интенсивностимагнитного и интерференционного вкладов. В свою очередь, для рефлекса 022̄ петли гистерезиса интерференционного и магнитного вкладов (Рис.5.24 г,д) связаны главным образом с перемагничиванием ножек, параллельных оси [1̄11] (рис.
5.20, Ур. 5.2.4 и 5.2.6).Для геометрии 2 кроме оси [111] (перпендикулярной плоскости пленки ИОПС и направлению Hk[1̄10] ) также следует исключить из рассмотрения ось [111̄], оказавшуюся в данной геометрии перпендикулярно направлению Hk[1̄10] (Рис. 5.20). Два других набора ножек, ориентированных вдоль[1̄11̄] и [1̄11] направлений, имеют угол 35o с Hk[1̄10] и должны легко перемагничиваться, из-за сравнительно малого угла между направлением ножек имагнитного поля. Следовательно, интенсивности магнитного и интерференционного вкладов в брэгговский рефлекс 022̄ (Рис.
5.21 б) запишутсякак:IM (022̄) ∼ V[1̄11] m2[1̄11] + V[1̄11̄] m2[1̄11̄] cos2 55◦∆I(022̄) ∼ V[1̄11] m[1̄11] cos 35◦ + V[1̄11̄] m[1̄11̄] cos 55◦ cos 45◦(5.2.7)(5.2.8)263Таким образом, гистерезисное поведение полевых зависимостей магнитного и интерференционного вкладов на рисунке 5.24 ж,и обусловленоперемагничиванием ножек вдоль направлений [1̄11̄] и [1̄11].uГеометрия 2Геометрия 1H[001][111][001][111][111][111][111][100][010][111][111][100][010][111]Рис. 5.25. Схематическое изображение плоскости (111) инвертированнойопалоподобной структуры – серый цвет (как на Рис.
5.9 г) с распределениемвекторов локальной намагниченности – зеленые, голубые и фиолетовыестрелки, ориентированных вдоль кристаллографических осей типа h111i,при HC < H < 200 мТ для геометрии 1 и геометрии 2.На рисунке 5.25 дано схематическое изображение плоскости (111)ИОПС с распределением векторов локальной намагниченности, ориентированных вдоль кристаллографических осей типа h111i. Розовой стрелкойпоказано направление внешнего магнитного поля, приложенного в плоскости (111) вдоль направлений [1̄21̄] (геометрия 1) и [1̄10] (геометрия 2).264На рисунке показано магнитное состояние образца в процессе размагничивания в диапазоне внешнего магнитного поля HC < H < 200 мТ послесостояния полного намагничивания.
Благодаря структурной анизотропииИОПС вектора локальной намагниченности, Mloc , в этом диапазоне полейимеют заданную ориентацию вдоль кристаллографических направленийтипа [111], то есть имеют жесткую связь с ножками. При этом, в зависимости от взаимной ориентации внешнего магнитного поля и ножек, последниеудобно разделить на 4 типа, показанных на рисунке 5.25 а цветом: фиолетовый соответствует ножкам, ориентированным вдоль направления [1̄11̄],зеленый соответствует ножкам, ориентированным вдоль направления [111̄],голубой соответствует ножкам, ориентированным вдоль направления [11̄1̄]и четвертый тип ножек ориентирован перпендикулярно плоскости рисункавдоль направления [111]. Очевидно, что при включении внешнего магнитного поля все Mloc будут переориентироваться так, чтобы иметь положительную проекцию на направление магнитного поля.
Также очевидно, чтомагнитные силовые линии, пронизывающие ИОПС, не должны прерываться, что, во-первых, потребует определенного количественного соответствиямежду числом "вошедших" и "вышедших" силовых линий в единичныйэлемент структуры ИОПС (Рис. 5.20) и, во-вторых, приведет к образованию размагничивающих полей сложной пространственной конфигурации.Опираясь на выше сказанное, можно предложить схематическое изображение распределения векторов Mloc в процессе перемагничивания ИОПСдля геометрии 1 (Hk[1̄21̄] ) – рисунок 5.26 и геометрии 2 (Hk[1̄10] ) – рисунок5.27. Для магнитных полей 0 6= H HC значения интенсивности магнитного вклада соответствуют окрестности вокруг точки 5, или точки 1, на265HH4C M /C N3в0 H ≪ HC4532д1H ≫ 200 mT1а00250100H (mT)15020044H = HCC M /C N330 mT< H < 200 mT21531б00250100150200H, mTHH[001]г[111][111][111][100]е[010][111]Рис.
5.26. Схематическое изображение распределения векторов локальнойнамагниченности ИОПС, ориентированных вдоль кристаллографическихосей типа h111i, для геометрии 1 (Hk[1̄21̄] ) при различной величине внешнего магнитного поля. Полевые зависимости амплитуды магнитного вклададля ИОПС на основе кобальта при α = 90o – панель (а) и α = 30o – панель(б) также показаны для геометрии 1 (Рис. 5.21 а).266HHб40 H ≪ HC2гH ≫ 50 mT43351[001]1002[111]а50100150[111][111]200H (mT)[100][010][111]HHC< H < 50 mTвРис. 5.27. Схематическое изображение распределения векторов локальнойнамагниченности ИОПС, ориентированных вдоль кристаллографическихосей типа h111i, для геометрии 2 (Hk[1̄10] ) при различной величине внешнего магнитного поля. Полевая зависимость амплитуды магнитного вклададля ИОПС на основе кобальта при α = 60o – панель (а), также показанадля геометрии 2 (Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
