WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 2 Эффект Баркгаузена при скачкообразном движении плоской доменной стенки в молибдате гадолиния © В.Я. Шур, Е.Л. Румянцев, В.П. Куминов, А.Л. Субботин, В.Л. Кожевников Институт физики и прикладной математики Уральского государственного университета, 620083 Екатеринбург, Россия E-mail: Vladimir.Shur@usu.ru (Поступила в Редакцию 4 июня 1998 г.) Экспериментально исследовались импульсы Баркгаузена при скачкообразном движении одиночной плоской доменной стенки (ПДС) в монокристаллических пластинах несобственного сегнетоэлектрикасегнетоэластика молибдата гадолиния с искусственными центрами пиннинга типа ”неоднородность поля” у краев образца. Анализ формы импульсов в растущем поле позволил предложить два варианта эволюции ПДС при взаимодействии с ”дефектами”: небольшие изменения формы в слабом поле и генерацию клиновидных доменов — в сильном. Предложенный механизм движения ПДС за счет генерации ступеней у края образца и их продольного движения позволил объяснить наблюдаемую экспериментально линейную полевую зависимость скорости ПДС и определить скорость движения ступеней.

Кинетика доменной структуры при переключении по- 1. Эксперимент ляризации представляет собой сложный процесс зароИсследуемые образцы представляли собой вырезанждения, роста и слияния множества отдельных доменов.

ные перпендикулярно полярной оси монокристалличеЭкспериментально кинетика доменов обычно изучается ские прямоугольные пластины GMO (типичные размеры непрямыми методами, из которых наиболее популярен 0.39 2 7mm3) с боковыми гранями, параллельными метод измерения токов переключения. Результаты этих когерентным ориентациям ПДС. Все грани пластин измерений содержат статистическую информацию об шлифовали и полировали алмазными пастами. На поэволюции доменной структуры, которую можно извлечь, лярные грани методом реактивного распыления наноесли установить связь между конкретными стадиями кинетики доменов и соответствующими откликами (то- сили прозрачные электроды In2O3 : Sn. Перед измерениями механическим воздействием создавали одиночками переключения). Особую роль играют отклонения ную ПДС, параллельную меньшей грани пластины, и от монотонной зависимости тока переключения (скачки Баркгаузена), которые обычно связывают с зародыше- образец консольно закрепляли на подложке. Полосовые зазоры в электродах (рис. 1, a) ограничивали диапазон образованием, сквозным прорастанием изолированных доменов и пиннингом (взаимодействием стенок с де- перемещения ПДС и предотвращали ее исчезновение.

Для создания центров пиннинга (типа ”неоднородность фектами) [1–3]. Представляет значительный интерес поля”) один из электродов имел специальную форму установление детальной связи между формой скачка (рис. 1, b), что приводило к немонотонному движению тока и конкретными особенностями эволюции доменов, в ПДС, сопровождаемому скачками Баркгаузена. Для цичастности при взаимодействии ПДС (как элементарного клического перемещения ПДС прикладывали знакопепроцесса кинетики доменной структуры) с контролируеременное напряжение амплитудой до 300 V с частотой мыми дефектами (центрами пиннинга).

30–100 Hz, изменяющееся по синусоидальному или лиВ сегнетоэлектриках-сегнетоэластиках ПДС устойчинейному закону. Перед началом измерений образец в тево существуют в широком диапазоне воздействий, что чение часа переключали в переменном поле максимальпозволяет использовать их как лучшие модельные маной амплитуды. Токи переключения в линейно растущем териалы для изучения движения ПДС. Нами выбран поле регистрировали и анализировали с помощью IBM несобственный сегнетоэлектрик-сегнетоэластик молибPC. Для уменьшения влияния шумов регистрирующей дат гадолиния Gd2(MoO4)3 (GMO), поскольку его фисистемы частоты, большие 33 kHz, исключали цифровой зические свойства и доменная структура интенсивно фильтрацией.

исследовались в [4–6]. В GMO наблюдались импульсы Баркгаузена, сопровождавшие немонотонное движение доменных стенок [7].

Работа посвящена детальному анализу в GMO формы импульсов Баркгаузена, возникающих при скачкообразном движении одиночной ПДС при взаимодействии с контролируемыми центрами пиннинга типа ”неоднородность поля”.

Рис. 1. Форма электродов.

302 В.Я. Шур, Е.Л. Румянцев, В.П. Куминов, А.Л. Субботин, В.Л. Кожевников 2. Скачки Баркгаузена В отличие от измерений при плавном движении стенки в однородном поле [8], токи переключения при последовательных циклах измерений не воспроизводились. Зависимость от поля (времени) усредненного тока j и его дисперсии j2, полученные статистической обработкой результатов пятидесяти последовательных Рис. 4. Интерполяция полевой зависимости переключенного заряда формулой (2) с параметрами, определенными на первом участке (a) и отклонения от интерполяции (b) (отрезками прямых показаны отдельные стадии, соответствующие равноускоренному плавному движению ПДС).

циклов измерений в линейно растущем поле, приведены на рис. 2, a и 3, a, соответственно.

Исходя из величины дисперсии (рис. 3, a), импульс Рис. 2. Полевые зависимости усредненного тока переклютока был разделен на три участка. На первом участке чения j (прямая линия — интерполяция линейной полевой (E < 2.15 kV/cm) дисперсия мала (определяется только зависимостью, определенной на первом участке) (a) и отклонения тока от интерполяции (b). шумами регистрирующей системы), что свидетельствует о воспроизводимости движения ПДС. На втором участке (2.15 < E < 3.2kV/cm) дисперсия существенно превышает начальный уровень. Начиная с E = 3.2kV/cm дисперсия резко увеличивается и одновременно качественно изменяется полевая зависимость усредненного переключенного заряда Q, полученная численным интегрированием j (рис. 3, b).

Первый участок естественно связать с плавным движением ПДС в однородном поле без центров пиннинга. В дальнейшем будет показано, что различия между токами на втором и третьем участках обусловлены изменением взаимодействия ПДС с центрами пиннинга (неоднородностями поля).

Для описания полевой зависимости величины переключенного заряда учтем, что при движении ПДС в прямоугольном образце ток переключения пропорционален скорости бокового движения v и в GMO в широком диапазоне полей наблюдается линейная полевая зависимость скорости [4] v(E) =µ(E - Est), (1) Рис. 3. Полевые зависимости дисперсии тока переключения j2 (a) и переключенного заряда Q (b). где Est —поле старта, µ — подвижность ПДС.

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. Эффект Баркгаузена при скачкообразном движении плоской доменной стенки... Тогда Q(E) при движении ПДС в линейно растущем поле имеет вид Q(E) =Psbµ(E - Est)2, (2) где Ps — спонтанная поляризация, b — ширина образца.

Равноускоренное плавное движение ПДС наблюдается только на первом участке j(t) (t - t0). (3) Особенности немонотонного движения на втором и третьем участках рассмотрим как отклонения от равноускоренного движения. На рис. 4, b приведены отклонения экспериментальных значений Q(E) от интерполяции первого участка (рис. 4, a). При этом на втором участке (рис. 4, b) можно выделить отдельные стадии (показанные отрезками прямых), соответствующие равноускоренному плавному движению ПДС. Видно, что взаимодействие с центрами пиннинга приводит только к замедлению ПДС и отклонения тока можно характеризовать последовательностью отрицательных скачков Баркгаузена различной амплитуды (рис. 2, b). Положительные скачки Баркгаузена появляются только на третьем участке.

3. Движение плоской доменной стенки в постоянном поле Рис. 5. Отрицательный скачок Баркгаузена (a) и соответствующая схема эволюции формы ПДС (b).

Для анализа наблюдающихся особенностей рассмотрим движение ПДС в постоянном электрическом поле.

Известно, что любая сегнетоэлектрическая доменная Предположим, что вероятность генерации ступеней стенка смещается за счет пристеночного образования имеет пороговую полевую зависимость одномерных 1D и двумерных 2D зародышей [9,10]. Специфика ПДС проявляется в том, что она перемещается 1, for Eloc > Eth за счет послойного роста: движения ступеней вдоль ps =. (5) доменной стенки [11,12].

0, for Eloc < Eth Пусть ступени образуются в результате генерации 2D зародышей в месте пересечения доменной стенки с краем При появлении 2D зародыша (генерации ступени) образца (центре генерации ступеней) и движутся за счет поле в центре генерации уменьшается ниже порогового образования 1D зародышей (рис. 5, b). Скорость генераза счет роста вклада Edep и генерация ступеней прекрации ступеней dn/dt определяется локальным полем Eloc щается. При последующем движении ступени (за счет в центре генерации, а скорость движения ступеней vst — 1D зародышеобразования) деполяризующее поле растет локальным полем впереди движущейся ступени.

и лишь благодаря экранированию влияние Edep постеУчет запаздывания экранирования деполяризующих пенно уменьшается. Величина локального поля в центре полей [13], возникающих при образовании зароды- генерации ступеней достигает порогового значения при шей, приводит к неоднородному пространственному рас- смещении ступени от края образца на расстояние l, копределению локальных полей. При конечном време- торое может быть найдено из следующего соотношения:

ни экранирования scr образуется шлейф ”нескомпенсированного” связанного заряда, движущийся за сту- Eex - Edep(l) =Eth. (6) пенью [13,14]. Незаэкранированная часть диполяризующего поля Edep(x, t) уменьшает локальное поле в В рамках сделанных предположений движение стуокрестности ступени пеней всегда начинается при локальном поле равном пороговому значению. В результате скорость движеEloc(x, t) =Eex - Edep(x, t). (4) ния ступеней не зависит от величины внешнего поля.

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 304 В.Я. Шур, Е.Л. Румянцев, В.П. Куминов, А.Л. Субботин, В.Л. Кожевников С ростом поля увеличивается количество ступеней на стенке (уменьшается l). При длине ступени много большей длины шлейфа (ltr = vst · scr) можно получить из (6) следующую приближенную полевую зависимость l(E) [15]:

l (Eex - Est)-1. (7) При учете постоянства скорости движения ступеней такой механизм позволяет объяснить линейную полевую зависимость скорости движения ПДС (1), наблюдающуюся экспериментально [4].

В рамках изложенного подхода можно записать следующее выражение для полевой зависимости тока переключения:

j(E) =2PsaN(E)vst = 2Psabdn/dt(E), (8) где a — толщина ступени, примерно равная ширине доменной стенки (в GMO — семь постоянных решетки [16]), N — количество ступеней на стенке.

При движении ПДС в однородном поле ступени генерируются у краев образца, движутся навстречу друг другу и аннигилируют в середине (рис. 5, b). При наличии неоднородностей поля у края образца изменяется скорость генерации ступеней и соответственно количество ступеней на стенке.

4. Обсуждение результатов Рис. 6. Положительный скачок Баркгаузена (a) и соответствуВ линейно растущем поле скорость движения ступеющая схема эволюции формы ПДС (b).

ней зависит от времени. Начальная скорость постоянна и определяется только величиной порогового поля (как и в постоянном поле), а при движении скорость растет за счет увеличения внешнего поля и, следовательно, движении ПДС ступени перемещаются в направлении конечная скорость определяется временем жизни ступе”дефекта” и обходят его (рис. 5, b, V). Наблюдающееся ни (от момента генерации до аннигиляции или касания различие времен спада и нарастания тока легко объяспротивоположного края образца).

нить ускорением движения ступеней за счет увеличения Полученные нами экспериментальные результаты их времени жизни при отсутствии аннигиляции. Анализ можно объяснить, если предположить, что существует формы скачка позволяет определить среднюю скорость два различных механизма влияния центров пиннинга движения ступеней vst 300 m/s.

(неоднородностей поля) на движение ПДС.

В сильном поле (на третьем участке при В слабом поле (второй участок тока) при прохождении E > 3.15 kV/cm) появляются положительные скачки ПДС через ”дефект” (область с уменьшенной величиной Баркгаузена (рис. 6, a), что может быть объяснено поля) ток уменьшается, а затем увеличивается до знаизменением формы ПДС. Очевидно, что увеличение чения, соответствующего равноускоренному движению количества ступеней с ростом поля приводит к (3), но не превосходит его. В рамках предложенной увеличению отклонения движущейся ПДС от модели уменьшение тока вызвано тем, что в области когерентного направления. В области ПДС, в которой ”дефекта” на одном из концов доменной стенки величина отклонение достигает критического значения, возникает внешнего поля становится меньше пороговой и генераклиновидный домен [17,18]. При появлении клина новых ция ступеней на этом краю прекращается. В результате ступеней не образуется, но скорость движения части количество ступеней уменьшается, поскольку скорость ступеней значительно возрастает и ток увеличивается.

генерации ступеней уменьшается вдвое, а аннигиляция Кинетика процесса схематически изображена на продолжается с той же скоростью (рис. 5, b, II).

Типичный отрицательный скачок Баркгаузена приве- рис. 6, b. Следует отметить, что потеря устойчивости ден на рис. 5, a. В рамках рассмотренного подхо- ПДС и генерация клиновидных доменов при воздействии да минимум тока соответствует моменту прекращения пространственно неоднородного поля наблюдалась нами аннигиляции ступеней (рис. 5, b, III). При дальнейшем в GMO ранее [18].

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. Эффект Баркгаузена при скачкообразном движении плоской доменной стенки... Таким образом, исследование движения одиночной ПДС в GMO в образцах с искусственно созданными центрами пиннинга (неоднородностями поля) позволило определить связь формы скачков Баркгаузена с особенностями процесса зародышеобразования. Предложено два сценария эволюции ПДС, соответствующие различным интервалам внешних полей. Рассмотренный механизм движения ПДС за счет образования ступеней на доменной стенке и их продольного смещения позволил объяснить наблюдающиеся результаты. Скорость движения ступеней определена из анализа формы скачков тока.

Предложенный подход позволяет не только детально изучать динамику доменных стенок в GMO, но и открывает возможности для изучения особенностей скачкообразной кинетики доменов и фазовых границ из анализа формы скачкой Баркгаузена в других ферроиках.

Работа выполнена при частичной поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (грант № 96-02-19588).

Список литературы [1] A.G. Chynoweth. J. Appl. Phys. 30, 3, 280 (1959).

[2] М. Лайнс, А. Гласс. Сегнетоэлектрики и родственные им материалы. Мир. М. (1981). 736 с.

[3] В.М. Рудяк. Процессы переключения в нелинейных кристаллах. Наука, М. (1986). 243 с.

[4] A. Kamada. Phys. Lett. 30A, 3, 186 (1969).

[5] H.J. Borchardt, P.E. Bierstedt. J. Appl. Phys. 38, 5, (1967).

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.