Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃

С помощью низкосимметричных механических напряжений индуцирована дополнительная пространственно неоднородная магнитная анизотропия в базисной плоскости монокристалла FeBO₃. Магнитооптическим методом исследовано влияние неоднородной магнитной анизотропии на магнитное состояние этого легкоплоскостного...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2010
Автори:	Шаріпов, М.З., Джураєв, Д.Р., Соколов, Б.Ю., Курбанов, М.
Формат:	Стаття
Мова:	Ukrainian
Опубліковано:	Відділення фізики і астрономії НАН України 2010
Назва видання:	Український фізичний журнал
Теми:	Тверде тіло
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/56220
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃ / М.З. Шаріпов, Д.Р. Джураєв, Б.Ю. Соколов, М. Курбанов // Український фізичний журнал. — 2010. — Т. 55, № 6. — С. 706-711. — Бібліогр.: 8 назв. — укр.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-56220
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-562202014-02-15T03:12:35Z Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃ Шаріпов, М.З. Джураєв, Д.Р. Соколов, Б.Ю. Курбанов, М. Тверде тіло С помощью низкосимметричных механических напряжений индуцирована дополнительная пространственно неоднородная магнитная анизотропия в базисной плоскости монокристалла FeBO₃. Магнитооптическим методом исследовано влияние неоднородной магнитной анизотропии на магнитное состояние этого легкоплоскостного слабого ферромагнетика. Обнаружено, что при намагничивании неоднородно напряженного FeBO₃ в базисной плоскости вблизи некоторого выделенного направления происходит переход кристалла из однородного в пространственно модулированное магнитное состояние, которое может быть представлено в виде статичной спиновой волны, в которой локальный вектор ферромагнетизма, оставаясь в базисной плоскости, осциллирует около направления средней намагниченности кристалла. With the help of low-symmetry mechanical stresses, we induced an additional spatially inhomogeneous anisotropy in the basal plane of a single crystal FeBO₃. By the magnetooptical method, we study the effect of an inhomogeneous magnetic anisotropy on the magnetic state of this easy-plane weak ferromagnetic. It is established that, at the magnetization of inhomogeneously stressed FeBO₃ in the basal plane near some separated direction, the crystal transits from the homogeneous state into a spatially modulated magnetic state. The latter can be represented in the form of a static spin wave, in which a local vector of ferromagnetism oscillates near the direction of the mean magnetization of a crystal, by remaining in the basal plane. За допомогою низькосиметричних механiчних напружень iндукована додаткова просторово неоднорiдна магнiтна анiзотропiя в базиснiй площинi монокристала FeBO₃. Магнiтооптичним методом дослiджено вплив неоднорiдної магнiтної анiзотропiї на магнiтний стан цього легкоплощинного слабкого феромагнетика. Виявлено, що при намагнiчуваннi неоднорiдно напруженого FeBO₃ у базиснiй площинi поблизу деякого видiленого напрямку вiдбувається перехiд кристала iз однорiдного в просторово модульований магнiтний стан, що може бути представлений у виглядi статичної спiнової хвилi, в якiй локальний вектор феромагнетизму, залишаючись в базиснiй площинi, осцилює поблизу напрямку середньої намагнiченостi кристала. 2010 Article Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃ / М.З. Шаріпов, Д.Р. Джураєв, Б.Ю. Соколов, М. Курбанов // Український фізичний журнал. — 2010. — Т. 55, № 6. — С. 706-711. — Бібліогр.: 8 назв. — укр. 2071-0194 PACS 75.30.Kz, 75.60.Ch http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/56220 538.1: 548 uk Український фізичний журнал Відділення фізики і астрономії НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Ukrainian
topic	Тверде тіло Тверде тіло
spellingShingle	Тверде тіло Тверде тіло Шаріпов, М.З. Джураєв, Д.Р. Соколов, Б.Ю. Курбанов, М. Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃ Український фізичний журнал
description	С помощью низкосимметричных механических напряжений индуцирована дополнительная пространственно неоднородная магнитная анизотропия в базисной плоскости монокристалла FeBO₃. Магнитооптическим методом исследовано влияние неоднородной магнитной анизотропии на магнитное состояние этого легкоплоскостного слабого ферромагнетика. Обнаружено, что при намагничивании неоднородно напряженного FeBO₃ в базисной плоскости вблизи некоторого выделенного направления происходит переход кристалла из однородного в пространственно модулированное магнитное состояние, которое может быть представлено в виде статичной спиновой волны, в которой локальный вектор ферромагнетизма, оставаясь в базисной плоскости, осциллирует около направления средней намагниченности кристалла.
format	Article
author	Шаріпов, М.З. Джураєв, Д.Р. Соколов, Б.Ю. Курбанов, М.
author_facet	Шаріпов, М.З. Джураєв, Д.Р. Соколов, Б.Ю. Курбанов, М.
author_sort	Шаріпов, М.З.
title	Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃
title_short	Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃
title_full	Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃
title_fullStr	Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃
title_full_unstemmed	Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃
title_sort	модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала febo₃
publisher	Відділення фізики і астрономії НАН України
publishDate	2010
topic_facet	Тверде тіло
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/56220
citation_txt	Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃ / М.З. Шаріпов, Д.Р. Джураєв, Б.Ю. Соколов, М. Курбанов // Український фізичний журнал. — 2010. — Т. 55, № 6. — С. 706-711. — Бібліогр.: 8 назв. — укр.
series	Український фізичний журнал
work_keys_str_mv	AT šarípovmz modulʹovanamagnítnastrukturaneodnorídnonapruženogomonokristalafebo3 AT džuraêvdr modulʹovanamagnítnastrukturaneodnorídnonapruženogomonokristalafebo3 AT sokolovbû modulʹovanamagnítnastrukturaneodnorídnonapruženogomonokristalafebo3 AT kurbanovm modulʹovanamagnítnastrukturaneodnorídnonapruženogomonokristalafebo3
first_indexed	2025-07-05T07:26:35Z
last_indexed	2025-07-05T07:26:35Z
_version_	1836790994227429376
fulltext	М.З. ШАРИПОВ, Д.Р. ДЖУРАЕВ, Б.Ю. СОКОЛОВ та iн. МОДУЛИРОВАННАЯ МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА НЕОДНОРОДНО НАПРЯЖЕННОГО МОНОКРИСТАЛЛА FeBO3 М.З. ШАРИПОВ,1 Д.Р. ДЖУРАЕВ,1 Б.Ю. СОКОЛОВ,2 М. КУРБАНОВ2 1Бухарский Государственный университет (Бухара 200118, Узбекистан; e-mail: m. z. sharipov@ rambler. ru ) 2Национальный университет РУз (Taшкент 100174, Узбекистан) УДК 538.1: 548 c©2010 С помощью низкосимметричных механических напряжений ин- дуцирована дополнительная пространственно неоднородная ма- гнитная анизотропия в базисной плоскости монокристалла FeBO3. Магнитооптическим методом исследовано влияние не- однородной магнитной анизотропии на магнитное состояние этого легкоплоскостного слабого ферромагнетика. Обнаруже- но, что при намагничивании неоднородно напряженного FeBO3 в базисной плоскости вблизи некоторого выделенного направ- ления происходит переход кристалла из однородного в про- странственно модулированное магнитное состояние, которое мо- жет быть представлено в виде статичной спиновой волны, в которой локальный вектор ферромагнетизма, оставаясь в ба- зисной плоскости, осциллирует около направления средней на- магниченности кристалла. 1. Введение Борат железа (FeBO3) – легкоплоскостный слабый ферромагнетик с температурой Нееля TN ≈ 350 K – практически единственный из известных в настоящее время магнитоупорядоченных при комнатной темпе- ратуре кристаллов, прозрачных в видимой области спектра. Ниже TN в FeBO3 реализуется устойчивая доменная структура (ДС), которая, благодаря опти- ческой прозрачности кристалла, легко визуализиру- ется магнитооптическими методами [1–5]. Последнее делает FeBO3 удобным модельным объектом для ви- зуальных исследований магнитной структуры и про- цесса намагничивания этого класса магнетиков. Относительно недавно в работах [2, 3] сообща- лось о наблюдении в FeBO3 ориентационного фазо- вого перехода из состояния с однородной намагни- ченностью в пространственно модулированное магни- тное состояние, возникающее при введении в состав кристалла небольшого количества диамагнитных ио- нов Mg. Предложенная в [2, 3] модель реализующей- ся при этом модулированной магнитной структуры (ММС) кристалла FeBO3:Mg предполагает наличие в его базисной плоскости вблизи примесей дополни- тельной магнитной анизотропии, связанной с локаль- ными упругими деформациями кристаллической ре- шетки, вызванными различием ионных радиусов при- месных и матричных атомов. Иными словами, в ра- ботах [2, 3] предполагалось, что в плоскости легкого намагничивания FeBO3:Mg существует индуцирован- ная механическими напряжениями пространственно неоднородная магнитная анизотропия, вклад которой в термодинамический потенциал кристалла делает (при наложении внешнего магнитного поля) энерге- тически выгодным состояние с длиннопериодической модуляцией магнитного порядка. В целях проверки предложенной в [2, 3] модели возникновения ММС в этом классе магнетиков на- ми были выполнены исследования влияния неодноро- дных механических напряжений на магнитную стру- ктуру FеВО3, результаты которых приведены ниже. 2. Образцы и методика эксперимента В эксперименте использовался номинально чистый (беспримесный) монокристалл FеВО3 в виде плоско- параллельной пластинки толщиной ∼ 50 мкм с по- перечными размерами ∼ 3 мм. Развитые грани кри- сталла совпадали с базисной плоскостью (с плоско- стью легкого намагничивания) и имели форму близ- кую к правильному шестиугольнику. Для создания в кристалле механических напряжений исследуемый образец приклеивался (клей БФ-2) четырьмя свои- ми углами (см. рис. 1) к медной шайбе (толщиной ∼ 0, 5 мм) так, чтобы его центр совпадал с цен- тром отверстия шайбы, после чего вся конструкция размещалась на хладопроводе азотного оптического криостата. При понижении температуры ниже ком- натной происходит деформация шайбы (ее диаметр уменьшается), которая передается образцу, вызывая в нем упругие напряжения. Согласно результатам, 706 ISSN 2071-0194. Укр. фiз. журн. 2010. Т. 55, №6 МОДУЛИРОВАННАЯ МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА полученным в работе [4], в этом случае происходит сжатие кристалла в базисной плоскости вдоль ради- усов шайбы. На рис. 1 показано направление сил, сжимающих кристалл, и распределение продольных (“сжимающи- х”) компонент тензора напряжений, возникающих в центральной области “приклеенного” образца . Как видно из рис. 1, сжимающие силы создают в образце поле упругих напряжений, неоднородное в его пло- скости. Эти напряжения наводят в базисной плоско- сти FеВО3 дополнительную пространственно неодно- родную магнитную анизотропию, характеризующую- ся константой KA ∝ Λσ(x, y) (где Λ – константа ма- гнитострикции, σ(x, y) = f(σxx, σyy, σxy) – эффектив- ное плоскостное напряжение в точке на базисной пло- скости с координатами x, y) и азимутом оси ΘA(x, y). Поскольку ненапряженный FеВО3 в магнитном отно- шении практически изотропен в базисной плоскости (при T = 77 К эффективное поле внутриплоскостной гексагональной анизотропииHa < 1 Э и уменьшается с ростом T [6]), можно ожидать, что анизотропия, на- веденная напряжениями, будет играть заметную роль в процессе намагничивания “приклеенного” образца. Изучение влияния неоднородных механических на- пряжений на магнитное состояние FеВО3 проводи- лось магнитооптическим методом, аналогичным опи- санному в работе [5]: с помощью поляризационно- го микроскопа визуально наблюдалась эволюция ДС образца, вызванная возникающими в кристалле на- пряжениями, а также изменениями величины и на- правления внешнего магнитного поля, прикладыва- емого в базисной плоскости кристалла. Наблюдение ДС осуществлялось “на просвет” в области длин волн λ ∼ 0, 5 мкм (в окне оптической прозрачности FеВО3) при нормальном падении света на плоскость образ- ца. Система намагничивания, состоящая из двух пар скрещенных катушек Гельмгольца, позволяла созда- вать в области образца однородное магнитное поле напряженностью H < 70 Э и ориентировать вектор Н вдоль любого направления в плоскости кристалла с погрешностью ∼ ±1 ◦C при \|H\| = const. 3. Экспериментальные результаты Как следует из рис. 2,а, при комнатной температу- ре исследуемый образец имел типичную для свобо- дных от механических напряжений достаточно тон- ких кристаллов FeBO3 регулярную двухслойную 180- ти градусную ДС [1–4], визуализирующуюся в виде прямоугольных полос с четко очерченными граница- ми. По мере охлаждения образца его ДС, оставаясь Рис. 1. Схематическое изображение исследованного кристал- ла. Заштрихованные области – капли клея, которыми кристалл прикреплен к медной шайбе. Пунктир – направления сжима- ющих кристалл сил, штрих-пунктирная окружность – контур отверстия шайбы. Стрелки – “сжимающие” компоненты тен- зора напряжений (длина стрелок пропорциональна величине локальной сжимающей силы) двухслойной, существенно изменялась: ниже T ∼ 200 К постепенно домены приобретали форму сложных, различающихся площадью фигур. В качестве приме- ра на рис. 2,б показан типичный вид ДС “приклеенно- го” образца, наблюдаемой в нулевом магнитном поле при T = 80 К. В области достаточно высоких тем- ператур процесс технического намагничивания “при- клеенного” кристалла происходил обычным образом: вне зависимости от ориентации Н в базисной пло- скости площади доменов, векторы ферромагнетизма m в которых составляют острые углы с Н, росли за счет соседних доменов с менее выгодной ориентаци- ей m до тех пор, пока на изображении кристалла не оставалось (в поле H∼ 7 – 10 Э) доменных гра- ниц (рис. 2,с)1, т.е. его намагниченность не достигала насыщения. Дальнейшее увеличение напряженности поля (вплоть до максимально достижимой в экспери- менте) не приводило к каким-либо заметным измене- ниям получаемых изображений образца. Однако ниже T ≈ 125 К при намагничивании образца вблизи направления оси X(ориентация осей лабораторной системы координат показана на рис. 1) при достижении полем величины Hc ≈ 10 Э домены в базисной плоскости пропадали, а затем с ростом H 1 Некоторая неоднородность окраски, наблюдаемая на изобра- жении образца, приведенном на рис. 2,с, вероятно, связана с двупреломлением, наведенным в напряженном образце де- формациями кристаллической решетки. ISSN 2071-0194. Укр. фiз. журн. 2010. Т. 55, №6 707 М.З. ШАРИПОВ, Д.Р. ДЖУРАЕВ, Б.Ю. СОКОЛОВ та iн. 1 mm c d e g Рис. 2. Изображения “приклеенного” FeBO3, полученные в по- ляризованном свете при T = 290 К (а) и при T = 80 К (b–g) при разной напряженности и ориентации магнитного поля в базисной плоскости кристалла: a, b – H = 0; c – H = 10 Э; d – H = 12 Э; е–g – H = 13 Э. Стрелки указывают направ- ления оси X и вектора Н, ϕ ≈ 10◦ – угол между осью X и направлением намагничивания на изображении образца появлялись квазипериоди- ческие системы чередующихся “светлых” и “темных” полос. Причем при отклонении Н от этого выделен- ного в базисной плоскости “приклеенного” кристалла направления на угол – 5 ≤ φ ≥ +5◦ можно было на- блюдать одновременно две (возникающие в разных доменных слоях) системы полос, а при 5 ≤ \|φ\| ≥ 10◦ – только ту из них, для которой угол между векто- ром Н и средним направлением полос был наиболь- шим (рис. 2,d–g). Отметим, что манипуляции напря- женностью поля и его ориентацией в базисной пло- скости не приводили к появлению аналогичных по- лос на изображениях этого же образца в отсутствии в нем напряжений во всей исследуемой области тем- ператур ( в этих экспериментах образец размещался в специальной оправке, сводящей к минимуму влия- ние на образец температурных деформаций металли- ческих частей криостата [7]). Отметим также, что при визуальном наблюдении за процессом намагничива- ния монокристалла FeBO3, подвергнутого однородно- му сжатию в базисной плоскости [1], возникновения полос, аналогичных обсуждаемым, не наблюдалось. Экспериментально было установлено, что при нор- мальном падении света на плоскость напряжённого образца максимальный контраст изображения систем полос наблюдался, когда ось пропускания анализа- тора была слегка отклонена от “скрещенного” поло- жения с осью пропускания поляризатора (изображе- ния полос, представленные на рис 2,d–g, получены при угле между осями поляризатора и анализатора Δ ≈ 95◦). Причем при синхронном повороте поля- ризатора и анализатора вокруг направления распро- странения света на угол ∼ 20 – 25◦ (в зависимости от величины H) можно было получить инверсное изо- бражение полос, т.е. при таком повороте поляризато- ра и анализатора “светлые” полосы становились “тем- ными”, а “темные” – “светлыми”.2 Возникающие системы полос существовали в не- котором зависящем от температуры интервале по- лей ΔH (величины ΔH для каждой системы полос несколько различаются между собой) и с ростом H исчезали путем постепенного ухудшения контраста между соседними “светлыми” и “темными” полосами. Как видно из рис. 2,d–g, среднее направление полос составляет с осью X угол ∼ ±60◦, который, согла- 2 К сожалению (видимо из-за упоминавшегося выше влияния на поляризацию света двупреломления, наводимого в пло- скости кристалла напряжениями), контраст получаемых при этом изображений полос, показанных на рис. 2,d–g, был зна- чительно хуже контраста, поэтому эти изображения здесь не приводятся. 708 ISSN 2071-0194. Укр. фiз. журн. 2010. Т. 55, №6 МОДУЛИРОВАННАЯ МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА сно наблюдениям, практически не изменялся во всей области полей и температур существования полос. Выяснилось, что хотя пространственные периоды D (средние расстояния между “светлыми” и “тем- ными” полосами) двух систем полос заметно разли- чаются (рис. 2,d-g), тем не менее, зависимости D от T и H для обеих систем полос схожи: период D практи- чески не зависит от T , но монотонно изменяется при изменении величины H, причем при перемагничива- нии кристалла не наблюдалось заметного гистерезиса значений D. Изменение D происходило путем однов- ременного уменьшения (увеличения) ширины “све- тлых” и “темных” полос, т.е. с ростом (с уменьше- нием) H наблюдался рост (уменьшение) числа полос на единицу площади поверхности образца. На рис. 3 проиллюстрировано изменение в магнитном поле пе- риода системы полос, показанной на рис. 2,d,e. 4. Обсуждение экспериментальных результатов При интерпретации полученных результатов учтем, что сжатие FeBO3 в базисной плоскости не приводит к выходу вектора m из плоскости образца [1], сле- довательно, основными магнитооптическими эффе- ктами при нормальном падении света на плоскость исследуемого кристалла будут магнитное линейное двупреломление и магнитный линейный дихроизм (МЛД). Из результатов измерений, выполненных в работе [3], следует, что в выбранной геометрии экспе- римента в спектральной области λ ∼ 0, 5 мкм вклад магнитного линейного двупреломления в интенсив- ность света, формирующего изображения кристалла, незначителен, следовательно, контраст наблюдаемых систем полос, в основном, возникает за счет разли- чия величины МЛД в соседних участках образца в направлении, перпендикулярном направлению полос. Как уже отмечалось, наилучший контраст полос на- блюдался в слегка “расскрещенной” геометрии осей пропускания поляризатора и анализатора. В этом случае интенсивность света, прошедшего систему по- ляризатор – образец – анализатор в точке на плоско- сти образца с координатами x и y, можно представить так: I(x, y) = I0 cos2[Δ + α(x, y)] ≈ ≈ I0 [1 + cos 2Δ− 2α(x, y) sin 2Δ]/2, (1) где I0 – интенсивность света на выходе из образца, Δ = π/2 + δ – угол между осями пропускания по- ляризатора и анализатора (δ � π/2), α(x, y) – угол Рис. 3. Полевые зависимости пространственного периода систе- мы полос (1), и квадрата модуля волнового вектора модулиро- ванной магнитной структуры (2), полученные при ориентации вектора H под углом 10◦ к оси X (T = 80 К). Штриховая линия – зависимость k2 ∝ H – const поворота плоскости поляризации света за счет МЛД в образце. На основании (1) контраст изображения системы полос в направлении, перпендикулярном среднему направлению полос, определяется как: ΔI = I(r1)− I(r2) = I0 sin 2Δ[α(r2)− α(r1)], (2) где α(r1) и α(r2) величина МЛД в точках r1 и r2 (ось r лежит в плоскости образца и перпендикулярна сре- днему направлению полос). Известно [8], что МЛД в FeBO3 определяется пло- скостной компонентой вектора антиферромагнетизма l = (M1 – M2), где М1 и М2 – подрешеточные ма- гнитные моменты (соответственно m = (M1 + M2), m ⊥ l). Учитывая зависимость величины МЛД от ориентации вектора l относительно плоскости поля- ризации падающего на кристалл света [8], выражение (2) перепишем в виде ΔI = αI0 sin 2Δ{sin 2[ϑ− β(r2)]− sin 2[ϑ− β(r1)]} = = 2αI0 sin 2Δ sin[β(r2)− −β(r1)] cos 2{ϑ− [β(r1)− β(r2)]/2}, (3) где α – максимальное магнитооптическое вращение плоскости поляризации прошедшего кристалл света (по нашим данным α ≈ 0, 5◦), ϑ – угол между осью ISSN 2071-0194. Укр. фiз. журн. 2010. Т. 55, №6 709 М.З. ШАРИПОВ, Д.Р. ДЖУРАЕВ, Б.Ю. СОКОЛОВ та iн. пропускания поляризатора и осью r; β(r1) и β(r2) – азимуты (относительно той же оси) локального ве- ктора l в точках r1 и r2. Если под r1 и r2 понимать координаты центров со- седних “светлой” и “темной” полос, то из (3) выте- кает, что максимальный контраст изображения си- стемы полос будет наблюдаться при условии ϑ = [β(r1) – β(r2)]/2. Следовательно, при синхронном по- вороте поляризатора и анализатора вокруг направле- ния распространения света (при Δ = const) на угол [β(r2)−β(r1)]/2, должно возникать инверсное изобра- жение полос, что и наблюдалось экспериментально. Очевидно, что разность углов двух положений поля- ризатора, при которых наблюдается максимальный контраст прямого и инверсного изображения полос, будет в точности равна разности азимута вектора l в центрах соседних полос. Таким образом, можно сделать вывод, что системы полос, возникающие на изображениях неоднородно напряженного FeBO3, обусловливаются вариациями азимутального угла локального вектора l в базисной плоскости кристалла вдоль оси r. Отсутствие рез- ких границ между “светлыми” и “темными” полосами, а также их периодичность, позволяют на основании (3) описать пространственное распределение азимута вектора m в плоскости “приклеенного” образца при T < 125 К в области полей существования систем по- лос периодической функцией типа: β = β0 cos kr + γ, где k = 2π/D – модуль волнового вектора системы полос (k – параллелен оси r), γ ≈ ± 30◦ – угол ме- жду осью X и направлением вектора k , β0 – ампли- туда отклонения m от направления k; причем в соответствии с наблюдаемым при росте магнитного поля уменьшением периода системы полос и ухудше- нием контраста между “светлыми” и “темными” по- лосами следует положить k и β0 функциями H. На рис. 3 представлена зависимость k2(H) для системы полос, изображения которой приведены на рис. 2,d,e. Проведенное рассмотрение показывает, что при ориентации Н вблизи выделенного направления в ба- зисной плоскости неоднородно напряженного FeBO3 (вблизи биссектрисы меньшего из углов между на- правлениями сжимающих кристалл сил) в процес- се доворота вектора средней намагниченности образ- ца к направлению Н поле H ≥ Hc индуцирует пе- реход кристалла из однородного в пространственно модулированное магнитное состояние. Реализующая- ся модулированная магнитная фаза представляется в виде статичной поперечной спиновой волны, линей- но поляризованной в базисной плоскости кристалла, в которой азимут вектора слабого ферромагнетизма осциллирует около направления средней намагничен- ности. Аналогичную (за исключением отличия угла между векторами k и H) структуру имеет неколли- неарная магнитная фаза кристалла FeBO3: Mg [2, 3]. Из выполненного в [2] теоретического рассмотре- ния перехода легкоплоскостного слабого ферромагне- тика из однородного магнитного состояния в модули- рованное, в частности, следует, что полевая зависи- мость волнового вектора модуляции магнитного по- рядка представляется как: k = √ A+BH, где A и B – некоторые феноменологические кон- станты. Именно такая зависимость k(H) для систем полос, возникающих на изображении исследованно- го образца, наблюдается экспериментально (рис. 3). Учитывая ориентацию полос в плоскости “приклеен- ного” образца (рис. 2,c–g), можно сделать вывод, что векторы k наблюдаемых ММС приблизительно кол- линеарны одному из двух направлений сжимающих кристалл сил. Следовательно, в отличие от ММС, реализующихся во внешнем поле H в FeBO3: Mg [2,3], симметрия волновых векторов которых отража- ет гексагональную симметрию кристалла в базисной плоскости, исследованная магнитная сверхструктура отражает симметрию возникающих в кристалле на- пряжений. 5. Заключение Таким образом, несмотря на некоторые отличия в деталях между модулированными магнитными фа- зами неоднородно напряженного FeBO3 и кристалла FeBO3: Mg, в целом, выполненные исследования под- тверждают модель возникновения ММС легкопло- скостных слабых ферромагнетиков, предложенную в [2, 3]. Работа выполнена при частичной финансовой под- держке гранта ФА-Ф2-Ф104+Ф105 АН РУз по фун- даментальным научным исследованиям. 1. G.B. Scott, J. Phys. D: Appl. Phys. 7, 1574 (1974). 2. Б.Ю. Соколов, ЖЭТФ 126, Вып. 2 (8), 472 (2004). 3. Б.Ю. Соколов, ФТТ 47, Вып. 10, 1818 (2005). 4. Б.Ю. Соколов, ЖТФ 76, Вып. 5, 56 (2006). 5. С.Р. Бойдедаев, Д.Р. Джураев, Б.Ю. Соколов, М.З. Шарипов, Опт. и спектр. 104, № 3, 518 (2008). 710 ISSN 2071-0194. Укр. фiз. журн. 2010. Т. 55, №6 МОДУЛИРОВАННАЯ МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА 6. Х.Г. Богданов, В.А. Голенищев-Кутузов, Л.И. Медве- дев, М.И. Куркин, ЖЭТФ 95, Вып. 2, 613 (1989). 7. Б.Ю. Соколов, ФТТ 47, Вып. 9, 1644 (2005). 8. Ю.М. Федоров, О.В. Воротынова, А.А. Лексиков, ФТТ 31, Вып.5, 192 (1989). Получено 01.07.09 МОДУЛЬОВАНА МАГНIТНА СТРУКТУРА НЕОДНОРIДНО НАПРУЖЕНОГО МОНОКРИСТАЛА FeBO3 М.З. Шарiпов, Д.Р. Джураєв, Б.Ю. Соколов, М. Курбанов Р е з ю м е За допомогою низькосиметричних механiчних напружень iнду- кована додаткова просторово неоднорiдна магнiтна анiзотро- пiя в базиснiй площинi монокристала FeBO3. Магнiтооптичним методом дослiджено вплив неоднорiдної магнiтної анiзотропiї на магнiтний стан цього легкоплощинного слабкого ферома- гнетика. Виявлено, що при намагнiчуваннi неоднорiдно напру- женого FeBO3 у базиснiй площинi поблизу деякого видiленого напрямку вiдбувається перехiд кристала iз однорiдного в про- сторово модульований магнiтний стан, що може бути представ- лений у виглядi статичної спiнової хвилi, в якiй локальний ве- ктор феромагнетизму, залишаючись в базиснiй площинi, осци- лює поблизу напрямку середньої намагнiченостi кристала. MODULATED MAGNETIC STRUCTURE OF AN INHOMOGENEOUSLY STRESSED SINGLE CRYSTAL FeBO3 M.Z. Sharipov, D.R. Dzhuraev1, B.Yu. Sokolov2, M. Kurbanov2 1Bukhara State University (Bukhara 200118; Uzbekistan), 2Ulugbek National University of Uzbekistan (Tashkent 100174; Uzbekistan) S u m m a r y With the help of low-symmetry mechanical stresses, we induced an additional spatially inhomogeneous anisotropy in the basal plane of a single crystal FeBO3. By the magnetooptical method, we study the effect of an inhomogeneous magnetic anisotropy on the mag- netic state of this easy-plane weak ferromagnetic. It is established that, at the magnetization of inhomogeneously stressed FeBO3 in the basal plane near some separated direction, the crystal transits from the homogeneous state into a spatially modulated magnetic state. The latter can be represented in the form of a static spin wave, in which a local vector of ferromagnetism oscillates near the direction of the mean magnetization of a crystal, by remaining in the basal plane. ISSN 2071-0194. Укр. фiз. журн. 2010. Т. 55, №6 711

Модульована магнітна структура неоднорідно напруженого монокристала FeBO₃

Репозитарії

Схожі ресурси