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 НС2 (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 НС2 (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 НС2 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 (НC2). 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 НС2 (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 НС2 (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 НС2. 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.