Влияние перестройки магнитной структуры кристалла FeBo : Mg на его магнитооптическую анизотропию

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
Шарипов М.З., Соколов Б.Ю. Файзиев Ш.Ш., Миржонова Н.Н. Влияние перестройки магнитной структуры кристалла FeBo3: Mg на его магнитооптическую анизотропию
1
Шарипов Мирзо Зокирович / Sharipov Mirzo Zokirovich – кандидат физико-математических наук, доцент,
кафедра физики,
Бухарский инженерно-технологический институт, г. Бухара, Республика Узбекистан;
2
Соколов Борис Юрьевич / Sokolov Boris Yurevich – доктор физико-математических наук,
кафедра оптики и лазерной физики,
Национальный университет Узбекистана имени М. Улугбека, г. Ташкент, Республика Узбекистан;
3
Файзиев Шахобиддин Шавкатович / Fayziev Shahobiddin Shavkatovich – ассистент,
кафедра физики,
Бухарский инженерно-технологический институт, г. Бухара, Узбекистан;
4
Миржонова 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  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
 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 π/4 с направлением Н. Величина МЛД
определялась по сдвигу фазы между нормальными модами Ψ = 2πz ( n|| –
n ) /λ (где z – толщина образца, n||
и n – показатели преломления для света, линейно поляризованного соответственно вдоль и поперек
направления Н), измеряемому при помощи фазового компенсатора (пластинки λ/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 Ψ (Н) практически не
менялся при изменении направления вектора Н в плоскости (111). В то же время при Т < Тс зависимости
Ψ(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 Ψ(Н)
различаются слабо,
d, мкм
Ψ,о
Рис. 1. Полевые зависимости магнитного линейного двулучепреломления в FeBO3:Mg, полученные при Т = 80 К при
НС2 (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 НС2 (сплошная кривая) и Н||С2 (пунктир) [3].
при Т = 80 К при переориентации Н зависимость Ψ(Н) заметно меняется: изменяется наклон начального
участка, магнитный гистерезис, значение поля насыщения. Особенно заметно различие получаемых кривых
Ψ(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 Ψ не изменяется с
ростом Н, при НС2 при выходе на насыщение зависимость Ψ(Н) имеет немонотонный (скачкообразный)
вид.
На рис. 2. показаны температурные зависимости МЛД в FeBO3:Mg, полученные при двух значениях
магнитного поля (Н С2): Н1 = 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 (т.е. l ||С2). Видно, что в то время как при Н = 50 Э при изменении Т величина МЛД
изменяется примерно как l2(Т) (в насыщающих полях аналогичные зависимости Ψ(Т) наблюдаются и при
других ориентациях Н в плоскости (111)), при Н = 6 Э в области температур 80 ≤ Т ≤ 135 К Ψ(Т) ≈ const.
Рис. 2. Температурные зависимости магнитного линейного двулучепреломления в FeBO3:Mg, полученные при разных
значениях Н: 1 – 50 Э, 2 – 6 Э (НC2). Пунктирная ломаная линия – температурная зависимость пространственного
периода системы светлых и темных полос, наблюдаемых на изображении образца при Н = 6 Э [3].
При анализе полевой и температурной зависимостей МЛД в FeBO3:Mg учтем, что в модулированной
магнитной фазе, где направление вектора l изменяется от точки к точке в плоскости образца, в выбранной
геометрии эксперимента измеряемая «интегральная» величина Ψ определяется средним по площади сечения
лазерного луча значением φ, которое при θ = 45о и зависимости угла β(х) в виде
n
l2 r
l2 r
[ J 0 (2β o )  2 J 2 k (2β o ) cos 4πkx / d ]dx 
cos
(
2
β
sin
2
π
x
/
d
)
dx
o


k 1
φ  r 0
= r 0
≈ l2 [J0(2βо) + J2(2βо)d sin(4π r/d)/2π r],
(1)
где r – линейный размер образца в направлении Н в сечении лазерного луча, J0(2βо) и J2(2βо) –
функции Бесселя соответственно нулевого и второго порядков [4].
Поскольку для экспериментально найденных значений угла βо величина J0 (2βо) >> J2 (2βо)
(например, при βо = 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  о также будет меняться скачкообразно. С учетом (1) это означает, что скачки, наблюдаемые на
зависимости Ψ(Н) при НС2 (рис.1), обусловлены скачкообразным изменением в магнитном поле
величины βо (предполагается, что l(Н) = const).
Что же касается температурной зависимости МЛД в FeBO3:Mg, то из структуры формулы (1) видно,
что в однородной магнитной фазе (β о = 0, J0 = 1) зависимость Ψ(Т) определяется зависимостью l2 от Т, а
в модулированной – температурной зависимостью произведения l2J0(2βо). Поскольку в температурном
интервале 80 ≤ Т ≤ 135 К с ростом Т значение функции J0(2βо) увеличивается примерно на 5 %, а
величина l2 – уменьшается примерно в той же пропорции, конкуренция этих тенденций и определяет
наблюдаемое поведение Ψ (Т) при НС2 (рис. 2). Из сравнения графиков зависимостей d(Н) и d(Т)
следует, что скачки на кривой d(Т) менее выраженные по сравнению со скачками изменения величины d
с полем. Согласно (1) последнее означает, что изменение угла β о с температурой будет так же более
плавным, чем изменение величины β о при изменении Н. Этим, вероятно, и объясняется отсутствие
скачков на зависимости Ψ (Т) при НС2.
Литература
1. Караев А.Т., Соколов Б.Ю., Федоров Ю.М. Индуцированная магнитная сверхструктура в слабом
ферромагнетике FeBO 3: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.