Разделы: Оптика
Размещена 18.01.2017. Последняя правка: 30.01.2017.
Просмотров - 1532

СТРУКТУРА МОДУЛИРОВАННОЙ ФАЗЫ МОНОКРИСТАЛЛА α – Fe2O3:Ga ИНДУЦИРОВАННАЯ МАГНИТНЫМ ПОЛЕМ

Ниязов Лазиз Нурхонович

Бухарский инженерно-технологический институт

старший преподаватель

УДК 538.1;548

Введение. Уникальной особенностью процесса технического намагничивания допированного галлием кристалла гематита (α – Fe₂O₃:Ga), является возникновение в некотором интервале внешнего магнитного поля H длиннопериодической пространственной модуляции параметра магнитного порядка этого легкоплоскостного слабого ферромагнетика [1,2].

Актуальность. Выполненные в [1,2] исследования показали, что модулированная магнитная структура (ММС) α – Fe₂O₃:Ga появляется при температуре Т > 260 К, при этом ее период и направление в плоскости легкого намагничивания (в плоскости (111)) кристалла могут управляться с помощью незначительного по величине поля Н, что представляет интерес с точки зрения практического применения обнаруженного эффекта в функциональных элементах оптоэлектроники и СВЧ – техники, в которых гематит используется в качестве активной среды.

Поскольку магнитооптическая анизотропия антиферромагнетиков существенно зависит от ориентации вектора lотносительно кристаллографических осей (см., например, [3]), в настоящей работе с целью экспериментального определения структуры неоднородного магнитного состояния α – Fe₂O₃:Ga исследовалось магнитное линейное двулучепреломление (МЛД) в этом кристалле. Согласно [4,5], при распространении света вдоль оптической оси – оси С₃(в направлении нормали к плоскости (111)) величина МЛД в  гематите в точке на плоскости (111) с координатами (х,у) может быть представлена в виде

Φ = φ (x,y) sin 2[θ – β(x,y);                            (1)

φ(x,y) = φ_o(a² + b²)^1/2;      φ_o = 2π(n_|| – n`_|_` )d/l;

a= d^{-1 '}int_0^dcos2b(x,y,z)dz' ;   b= d^{-1 '}int_0^dsin2b(x,y,z)dz' ; 

где у и х – соответственно пространственные координаты вдоль оси С₂ и вдоль перпендикулярного этой оси направления, а z – вдоль оси С₃; β – угол между направлением проекции вектора l на плоскость (111) и осью С₂; q – азимут плоскости поляризации падающего на кристалл света относительно той же оси; n_||, n_^ – показатели преломления для света с длиной волны l, линейно поляризованного соответственно вдоль и поперек направления плоскостной компоненты вектораl; d – толщина кристалла (параметры а и b учитывают возможную неоднородность угла β вдоль оси С₃).

Как видно из (1), при фиксированных х и y зависимость F(q) представляется гармонической функцией, начальная фаза β и амплитуда φ которой характеризуют соответственно направление и модуль антиферромагнитного момента в данной точке плоскости (111). Следовательно, из результатов исследований зависимости МЛД от угла q на основании (1) можно судить о пространственной ориентации локального вектора l в кристалле.

В экспериментах использовался один из образцов монокристалла α – Fe₂O₃:Ga (содержание Ga ~ 0.5 wt. %), на которых были выполнены исследования ММС в [1,2]: образец представлял собой плоско – параллельную пластинку с поперечными размерами ~ 55 mm² толщиной ≈ 250 μm, развитые грани которой совпадали с плоскостью (111). Магнитное состояние образца контролировалось магнитооптическим методом, описанным в [1,2]: с помощью поляризационного микроскопа визуально наблюдалась эволюция доменной структуры кристалла, происходящая при изменении величины и направления Н. Наблюдения проводились «на просвет» в окне оптической прозрачности (в области длин волн λ ~ 1 μm) α – Fe₂O₃:Ga; изображения кристалла получались на экране электронно-оптического преобразователя и фиксировались цифровой фотокамерой, состыкованной с компьютером.

Многочисленными экспериментальными исследованиями установлено, что в магнитном отношении номинально чистый кристалл α – Fe₂O₃ практически изотропен в легкой плоскости (при комнатной температуре поле внутриплоскостной гексагональной анизотропии Н_А ~ 0.05 Э [4]). Однако, как видно из рисунка, при изменении направления намагничивания вид получаемых кривых Δn(Н) заметно различается: меняется начальный наклон и магнитный гистерезис, магнитное насыщение достигается при разных значениях Н. Это, очевидно, означает, что допирование гематита ионами Ga приводит к возникновению в легкой плоскости существенной магнитокристаллической анизотропии.

Исследования МЛД были выполнены при комнатной температуре на длине волны λ ≈ 1.15 μm излучения He-Ne лазера в постоянном магнитном поле напряженностью Н ≤ 50 Ое (во всех экспериментах вектор Н лежал в плоскости (111) кристалла) при нормальном падении света на плоскость образца. Величина МЛД определялась при помощи фазового компенсатора (пластинки λ/4) по традиционной методике, использующей модуляцию азимута плоскости поляризации падающего на фотоприемник света [6]. Чувствительность экспериментальной установки по углу F составляла ~ 0,001^о, относительная ошибка измерений  ~ 5 %.

При исследованиях ориентационной зависимости МЛД лазерное излучение при помощи микроскопа фокусировалось на поверхности образца в пятно диаметром ≈ 15 μm. Учитывая, что пространственный период магнитной неоднородности α – Fe₂O₃:Ga  ~ 100 μm [1, 2, 7], при этих условиях эксперимента можно рассматривать исследуемый участок поверхности кристалла как точечный, полагая в пределах площади светового пятна β(x,y) » const. Держатель образца имел возможность двухкоординатного перемещения в фокальной плоскости микроскопа, что позволяло проводить измерения МЛД в заданной области кристалла.

Выводы. Таким образом, выполненные экспериментальные исследования полевой и ориентационной зависимостей МЛД α – Fe₂O₃:Ga подтверждают модель ММС этого слабого ферромагнетика, предложенную в [1,2]. Из анализа полученных экспериментальных результатов следует, что процесс технического намагничивания неоднородной магнитной фазы исследованного кристалла осуществляется путем скачкообразного доворота вектора l к оси С₂Н.

1. Азаматов З.Т., Караев А.Т., Соколов Б.Ю., Федоров Ю.М. // ЖТФ. 2001. Т.71. В.3. С. 84-87.
2. Соколов Б.Ю.// ЖЭТФ. 2004.Т.126. В.2(8). С. 472-482.
3. Смоленский Г.А., Писарев Р.В., Синий И.Г. // УФН. 1975. Т.116. В.2, С. 231-270.
4. Федоров Ю.М., Лексиков А.А., Аксенов А.Е. // ФТТ. 1984. Т.26. В.1, С. 220-226.
5. Ахмадуллин И.Ш., Голенищев – Кутузов В.А, Мигачев С.А., Садыков М.Ф. // ФТТ. 2002. Т.44. В.2. С. 321-324.
6. Червинский М.М., Глаголев С.Ф., Архангельский В.Б. Методы и средства измерений магнитных характеристик пленок. – Л: Энергоатомиздат, 1990, 208 с.
7. Бойдедаев С.Р., Джураев Д.Р., Ниязов Л.Н., Соколов Б.Ю. // Доклады Академии Наук Республики Узбекистан. 2014. № 1. С. 27-29.

Комментарии пользователей:

Оставить комментарий