WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 2 Влияние магнитного поля на стартовые поля хаоса в кристалле триглицинсульфата © С.А. Гриднев, К.С. Дрождин,, В.В. Шмыков Воронежский государственный технический университет, 394026 Воронеж, Россия Воронежский государственный университет, 394000 Воронеж, Россия Martin-Luther-Universitt, Halle-Wittenberg, D-06108 Halle, Germany E-mail: gridnev@ns1.vstu.zc.ru (Поступила в Редакцию 20 августа 1999 г.) В сегнетоэлектрической фазе кристалла триглицинсульфата изучено влияние постоянного магнитного поля, амплитуды переменного электрического поля и температуры на стартовые поля возникновения и исчезновения хаотических колебаний. Обсуждается механизм возникновения магнитного момента, создаваемого током переполяризации, при боковом движении 180 доменной стенки.

Магнитоэлектрические взаимодействия в немагнит- в качестве метода, высокочувствительного к динамике ных сегнетоэлектрических кристаллах, в которых вли- доменной структуры, так как проявление нелинейности в яние магнитного поля не связано с симметрийными кри- сегнетоэлектрике в динамических режимах под действисталлографическими закономерностями, вызывают при- ем переменного электрического поля отражает соответстальный интерес исследователей [1]. Теоретические ствующую перестройку доменной структуры кристалла.

аспекты эффектов, возникающих в сегнетоэлектриках во В настоящей работе впервые изучено влияние постовнешних магнитных полях, рассматривались в рамках ви- янного магнитного поля на условия возникновения хаотических колебаний в последовательном LCR-контуре, бронной теории [2,3], термодинамического подхода [4] на основе модели возникновения магнитного момента, со- содержащем в качестве нелинейного элемента сегнетоздаваемого током переполяризации кристалла при боко- электрический конденсатор из монокристалла триглицинсульфата (CH2NH2COOH)3H2SO4 (ТГС), который вом смещении доменной границы [5] или при движении переполяризуется внешним синусоидальным напряженифазовой границы [6]. Что касается экспериментальных ем при температурах ниже точки Кюри (Tc = 49.5C).

исследований, то в них можно выделить два основных Выбор кристалла ТГС в качестве объекта исследованаправления: изучение влияния внешнего магнитного ния был обусловлен тем, что, во-первых, его диэлектриполя на фундаментальные свойства сегнетоэлектриков ческие и поляризационные свойства, а также динамика (температуру Кюри, частоту мягкой моды и пр.) [7–9] доменов достаточно хорошо изучены, т. е. ТГС является и исследование эффектов, связанных с взаимодействием модельным кристаллом, и, во-вторых, доменная структумагнитного поля с неравновесной доменной структура этого кристалла отличается высокой подвижностью рой [10–12]. Результаты исследований [12] показали, и чувствительностью к внешним воздействиям, поэтому что влияние магнитного поля при напряженностях до можно ожидать заметного ее изменения в магнитном 20 kOe становится заметным лишь в области темпераполе.

тур вблизи точки фазового перехода при непрерывном изменении температуры, когда доменная структура является неравновесной. Однако опубликованные результаты 1. Методика эксперимента и образцы исследований и их трактовка весьма противоречивы, поэтому проблему вряд ли можно считать закрытой.

Из кристалла ТГС, выращенного методом регулируеВ связи с этим очевидна целесообразность изучения мого понижения температуры перенасыщенного водновлияния магнитного поля на кинетику доменной струкго раствора, были вырезаны образцы Y -среза в форме туры сегнетоэлектрика, переключаемого переменным прямоугольных пластин с размерами 8 4 0.5mm электрическим полем, что характеризуется изменени- и гранями, перпендикулярными основным кристаллоем пространственного положения доменных границ и графическим осям. На большие грани образцов были сопровождается динамическим изменением спонтанной напылены серебряные электроды.

поляризации кристалла.

Исследуемый образец помещался в термостатируемую Поскольку сегнетоэлектрические кристаллы являются измерительную ячейку, температура в которой могла существенно нелинейными электрическими материала- устанавливаться в пределах от 150 до 310 K и поддерми, в которых экспериментально наблюдается возник- живаться с погрешностью не более 0.2 K. Постоянное новение детерминированного хаоса [13,14], то наблюде- магнитное поле создавалось электромагнитами, а его ние и изучение хаотических колебаний были выбраны напряженность измерялась датчиком Холла.

Влияние магнитного поля на стартовые поля хаоса в кристалле триглицинсульфата 2. Результаты эксперимента и обсуждение Поскольку особенности хаотических колебаний в LCR-контуре связываются с динамическими свойствами доменной структуры сегнетоэлектрических кристаллов [17,18], то в данной работе было изучено поведение пороговых полей E1 и E2 возникновения и исчезновения хаоса в кристалле ТГС в зависимости от динамических свойств доменной структуры, амплитуды внешнего электрического поля, температуры и напряженности постоянного магнитного поля.

Исследования показали, что в слабых переменных электрических полях фазовый портрет кристалла ТГС Рис. 1. Схема для наблюдения фазового портрета послепредставляет собой замкнутую кривую (рис. 2, a). По довательного резонансного контура с сегнетоэлектрическим мере увеличения амплитуды переполяризующего поля E образцом [14]. 1 —образец ТГС, 2 —вход ”Х”, 3 —вход однопериодный процесс сменяется уравнением периода ”Y”.

(рис. 2, b), затем происходит учетверение периода и т. д., т. е. возникает каскад удвоений периода колебаний. В результате последовательного развития этого процесса при Изучение хаотического поведения колебаний в конE = E1 фазовые траектории становятся незамкнутыми, туре осуществлялось с помощью схемы, показанной на не повторяются и полностью заполняют область фазовой рис. 1, посредством визуального наблюдения и послеплоскости — наступает хаос (рис. 2, c). Дальнейшее дующего фотографирования с экрана осциллографа фаувеличение поля приводит к тому, что при E = E2 хаотизового портрета исследуемой нелинейной динамической ческие колебания в контуре исчезают (рис. 2, d). Таким системы, т. е. зависимости (P), где P — поляризация образом, хаос в кристалле ТГС наблюдается только в сегнетоэлектрика, а — производная по времени от интервале полей E1-E2.

поляризации.

В хорошем соответствии с результатами предыдущих В этой схеме параметры колебательной системы L, C исследований [18,19] обнаружено, что в кристаллах ТГС и R были постоянными в процессе измерений, а изменяхаос наблюдается только в сегнетоэлектрической фазе лись амплитуда U0 и частота приложенного к образцу при значениях поля, амплитуда которого в 2–3 раза напряжения, а также температура T в измерительной ячейке. Для получения изображения фазового портрета на экране осциллографа на его горизонтальные пластины (вход ”Х”) подавалось напряжение Ux с эталонного линейного конденсатора C, пропорциональное P, а на вертикальные пластины (вход ”Y”) —напряжение Uy с резистора R, пропорциональное.

Поведение нелинейного LCR-контура с сегнетоэлектриком может быть описано уравнением Дуффинга, хорошо известным в теории нелинейных колебаний [13–15] P + + kP + P3 = U0 cos t, (1) где P — поляризация сегнетоэлектрического кристалла, = R/L, k = d/SL, = d/SL, d — толщина образца, S — площадь электрода, и — термодинамические коэффициенты в разложении по Ландау свободной энергии кристалла в ряд по четным степеням поляризации.

Анализ уравнения (1) показал [16], что наряду с периодическими решениями оно допускает при определенных условиях переход к хаотическим колебаниям через последовательность бифуркаций периода колебаний. В экспериментах наступление хаоса отмечалось как заполнение фазовой траекторией некоторой области Рис. 2. Фазовый портрет контура с образцом номинально фазового пространства и при постоянной температуре чистого кристалла ТГС для разных амплитуд переполяризуюрегистрировалось электрическое поле E1, при котором щего поля E: E < E1 (a); E = E2T (амплитуда поля, при возникает хаос, и поле E2, при котором исчезают хаоти- которой наблюдается первое удвоение периода колебаний) (b);

ческие колебания с ростом поля. E1 < E < E2 (c); E > E2 (d), f = 2 kHz. T = 25C.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 320 С.А. Гриднев, К.С. Дрождин, В.В. Шмыков изменяться условия возникновения хаоса в кристалле ТГС. В наших экспериментах постоянное магнитное поле H = 3 kOe, направленное вдоль оси X кристалла, приводит к уменьшению полей старта E1 и E2 тем большему, чем ближе температура образца к точке Кюри (кривые 3 и 4 на рис. 3). Кроме того, под действием магнитного поля происходит уменьшение температурного интервала существования хаоса вблизи Tc: хаотические колебания исчезают теперь не при Tc, а на несколько градусов ниже Tc. По-видимому, магнитное поле изменяет динамические характеристики доменов.

Для объяснения взаимодействия магнитного поля с движущейся доменной стенкой можно воспользоваться предложенной в [5,12] идеей о возникновении магнитного момента доменной стенки при ее движении в процессе переполяризации сегнетоэлектрика. Модель возникноРис. 3. Температурные зависимости поля E1, при котором вения магнитного момента доменной стенки µ и его возникает хаос (1, 3), и поля E2, при котором исчезает хаориентация показаны на рис. 4. В рамках этой модели ос (2, 4), в отсутствие магнитного поля (1, 2) и в магнитном обнаруженные в магнитном поле эффекты объясняются поле H = 3kOe (3, 4).

стремлением магнитного момента доменной границы иметь выгодное направление вдоль магнитного поля.

Тогда при смещении доменных границ в электрическом превышает значение коэрцитивного поля кристалла, и поле при одновременном воздействии магнитного поля H совсем отсутствует в параэлектрической фазе. На рис. скорость движения 180-х доменных границ, ориентиропоказана зависимость стартовых полей существования ванных параллельно полю H, увеличивается, что привохаоса E1 и E2 от температуры (кривые 1 и 2). Видно, что дит к уменьшению полей старта E1 и E2. При повышении с ростом температуры ширина области существования температуры уменьшаются пороговые поля, а также знахаоса E1-E2 уменьшается вплоть до нуля при приближечения полей активации процессов зародышеобразования нии к Tc с одновременным понижением ее нижней (крии движения доменных границ, именно поэтому понижавая 1) и верхней (кривая 2) границ, что подтверждает ются амплитудные значения электрического поля, при предположение о доменной природе явления хаоса.

которых начинается и заканчивается хаос. По этой же На основании многочисленных экспериментальных причине магнитное поле H при более высоких темпераданных в работе [19] предложен слеующий качественный турах действует более эффективно, что в экспериментах механизм возникновения хаоса в сегнетоэлектриках. Ненаблюдается как ограничение температурной области устойчивость макроскопической поляризации проявляетсуществования хаоса со стороны высоких температур.

ся в нерегулярном во времени (на уровне отдельных доПолученные результаты согласуются с выводами о дименных стенок и отдельных зародышей доменов) поведенамике доменных границ в магнитном поле, сделанными нии доменной структуры кристалла. Нерегулярность усина основе изучения прямого наблюдения неравновесной ливается из-за нескоординированности поведения больдоменной структуры в магнитном поле [12], а также на шого числа доменов, имеющих разные пороговые поля основе изучения диэлектрических потерь, обусловлензарождения. В конечном итоге это приводит к нерегулярных релаксацией доменных границ [20] и хаотических коности в целом макроскопической поляризации кристалла, выражающейся в периодически невоспроизводимом, хаотическом поведении мгновенных значений и P.

Исчезновение хаоса при полях выше E2 происходит либо при синхронизации поведения осциллирующих доменов, либо при уменьшении той оптимальной плотности зародышей этих доменов, при которой становится возможным существование хаоса. Синхронизация осцилляций доменов возникает вследствие усиления взаимодействия между ними при увеличении амплитуды переполяризующего поля до значений, при которых зарождение всех новых доменов происходит очень быстро и практически одновременно, что в конечном итоге приводит к исчезновению нерегулярности и хаоса.

Таким образом, доминирующая роль динамики доРис. 4. Схема, поясняющая возникновение магнитного моменов в описанных выше процессах позволяет пред- мента µ тока переполяризации j в области доменной границы, положить, что под действием магнитного поля будут движущейся со скоростью v [12].

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Влияние магнитного поля на стартовые поля хаоса в кристалле триглицинсульфата лебаний поляризации в последовательном резонансном контуре с сегнетоэлектрическим конденсатором [21].

Таким образом, обнаруженный и изученный в работе магнитодоменный эффект позволяет считать, что движущиеся доменные границы — динамические неоднородности в сегнетоэлектрическом кристалле — обладают эффективным магнитным моментом, возникающим вследствие протекания токов переполяризации, локализованных в области доменных границ.

Авторы считают своим приятным долгом поблагодарить О.А. Кордина за помощь в проведении экспериментов.

Список литературы [1] H. Schmid. Ferroelectrics 161, 1 (1994).

[2] П. Консин, Н.Н. Кристофель. Изв. АН ЭССР. Сер. физика и математика 20, 1, 37 (1975).

[3] Б.Г. Вехтер, В.П. Зенченко, И.Б. Берсукер. ФТТ 18, 8, (1976).

[4] В.Н. Новосильцев, Б.Н. Ролов. Уч. зап. Латв. ун-та 195, (1973).

[5] С.А. Флерова, И.Е. Чупис. Изв. РАН. Сер. физ. 57, 3, (1993).

[6] С.И. Моисеев, В.Н. Нечаев. Изв. РАН. Сер. физ. 61, 5, (1997).

[7] R. Comes, S.M. Shapiro. Phys. Rev. B24, 1599 (1981).

[8] I.H. Ismailzade, R.H. Ismailov. Ferroelectrics 31, 165 (1981).

[9] С.А. Флерова, О.Е. Бочков. Письма в ЖЭТФ 33, 1, (1981).

[10] С.А. Попов, Н.А. Тихомирова, С.А. Флерова. Кристаллография 30, 3, 608 (1985).

[11] С.А. Флерова, И.Л. Цинман. Кристаллография 32, 4, (1987).

[12] О.Л. Орлов, С.А. Попов, С.А. Флерова, И.Л. Цинман.

Письма в ЖТФ 14, 2, 118 (1988).

[13] J.J. Kim, J.Y. Huang. Phys. Rev. B38, 11 885 (1988).

[14] H. Beige, M. Diestelhorst et al. Ferroelectrics 104, 355 (1990).

[15] R.Z. Sagdeev, D.A. Usikov, G.M. Zaslavsky. Nonlinear Physics.

From the Pendulum to Turbulence and Chaos. Harwood acadmic publishers, Switzerland (1992). 675 p.

[16] Y. Ueda. J. Stat. Phys. 20, 181 (1979).

[17] С.Н. Дрождин, Л.Н. Камышева. ФТТ 34, 2797 (1992).

[18] S.N. Drozhdin, L.N. Kamysheva, O.M. Golitsina. Ferroelectrics 175, 119 (1996).

[19] С.Н. Дрождин. Автореф. докл. дисс. Воронеж (1993).

[20] С.А. Гриднев, К.С. Дрождин, В.В. Шмыков. Кристаллография 42, 6, 1135 (1997).

[21] S.A. Gridnev, K.S. Drozhdin, V.V. Shmykov. Phys. Stat. Sol. (b) 214, R7 (1999).




© 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.