WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 1997, том 39, № 10 Фотоиндуцированная деформация доменных границ в феррит-гранатовых пленках ЖИГ : Co © И.И. Давиденко, А. Ступакевич, А.Л. Сукстанский, А. Мазевски Institute of Physics Warsaw University Branch, 15-424 Bialystok, Poland Донецкий физико-технический институт Академии наук Украины,, 340114 Донецк, Украина (Поступила в Редакцию 24 апреля 1997 г.) Представлены экспериментальные результаты изучения деформации доменных границ в эпитаксиальных пленках ЖИГ с примесью Co под воздействием облучения линейно поляризованным светом. Предложена простая теоретическая модель, позволяющая объяснить наблюдаемые эффекты появлением в освещаемом объеме пленки фотоиндуцированной анизотропии. Экспериментальные результаты количественно описаны в рамках разработанной модели.

Известно, что большинство поляризационно за- случае ионов Co2+ сопряжена с преодолением большего висимых фотоиндуцированных магнитных эффектов энергетического барьера, что, по-видимому, и является (ФИМЭ) обусловлено возникновением в магнетике до- основной причиной существования ФИМЭ в ЖИГ : Co полнительной фотоиндуцированной магнитной анизотро- при более высоких температурах.

пии (ФИА), что в свою очередь приводит к изменению В настоящей работе представлены результаты эксраспределения намагниченности в магнетике: различ- периментального наблюдения поляризационно зависиным спин-переориентационным переходам, трансформа- мого ФИМЭ в пленках ЖИГ : Co и их теоретичеции доменных границ и т. д. Микроскопический механизм ская интерпретация в рамках простой феноменологиФИМЭ связан с существованием в кристаллической ческой модели. Эксперименты проводились на феррит– решетке мобильных светочувствительных анизотропных гранатовой пленке состава Y2Ca1Fe3.9Co0.1Ge1O12 толцентров [1]. В частности, в наиболее изученных с щиной 10 µm, выращенной методом жидкофазной эпиточки зрения фотомагнитных эффектов кристаллах ЖИГ таксии на ГГГ-подложке. Основные магнитные парас примесями кремния (ЖИК : Si) [2–4] такими центрами метры пленки следующие [8]: 4Ms = 90 G, конявляются сильно анизотропные ионы Fe2+, нарушаю- станты кубической и одноосной магнитной анизотрощие исходную кубическую анизотропию и обусловли- пии соответственно равны K1 = -104 erg/cm3 и вающие появление локальных осей симметрии вдоль K0 = -2.5 · 103 erg/cm3. Оси легкого намагничивания одного из четырех направлений типа 111. В тер- незнаначительно отклонены от направлений типа 111.

модинамически равновесном состоянии ионы Fe2+ рав- В экспериментальной установке для возбуждения и номерно распределены между четырьмя неэквивалент- детектирования ФИМЭ (с помощью эффекта Фарадея) ными октаэдрическими позициями, и макроскопическая использовался линейно поляризованный луч аргонового симметрия магнетика остается кубической. Однако под лазера ( = 0.488 µm, P = 35 mW). Световой пучок действием линейно поляризованного света происходит фокусировался на поверхности пленки и пятно радиусом перераспределение ионов Fe2+ между этими позиция- R = 50 µm на границе между доменами с намагничен ми, что и обусловливает возникновение макроскопиче- ностью вблизи направлений [111] и [111]. Ориентация ской ФИА.

вектора поляризации падающего света варьировалась в Повышение температуры приводит к росту скорости плоскости образца между кристаллографическими ося релаксации системы в равновесное состояние, т. е. к раз- ми [110] и [110]. Интегральный сигнал, полученный рушению ФИА, поэтому в кристаллах ЖИГ : Si ФИМЭ при детектировании модулированного лазерного пучка, удается наблюдать только при криогенных температу- соответствовал изменению намагниченности в области рах. В связи с этим интерес представляет обнаружение лазерного пятна. Экспериментальная установка на базе ФИМЭ при значительно более высоких температурах поляризационного микроскопа позволяла визуализиро(вплоть до комнатных) в эпитаксиальных пленках ЖИГ, вать доменную структуру (ДС) с использованием малолегированных Co (ЖИГ : Co) [5,6]. В этих пленках мощной галогеновой лампы и регистрировать изменение микроскопический механизм ФИА связан с замещением ДС с последующей цифровой обработкой с помощью вижелеза в октаэдрических позициях ионами Co2+, кото- деокамеры ПЗС с компьютерной картой ”frame grabber” рые также нарушают кубическую симметрию лигандного в составе IBM-PC. Исследования проводились в широком окружения и, как известно [7], являются значительно температурном интервале, однако анализ температурных более анизотропными, чем ионы Fe2+. Кроме того, зависимостей ФИМЭ выходит за рамки настоящей работермическая релаксация неравновесного распределения ты, и далее мы ограничимся лишь результатами, полузаселенностей неэквивалентных октаэдрических узлов в ченными при фиксированной температуре T = 231 K.

Фотоиндуцированная деформация доменных границ в феррит-гранатовых пленках ЖИГ : Co плотность энергии магнитной анизотропии может быть записана в виде Kw(m, e, t) =- (m, n)2 +K1(m2m2 +m2m2 +m2m2) x y x z y z t +K2m2m2m2 + 1 -exp z y z Fl(mxmyexey + mxmzexez+mymzeyez) + GL(m2e2 + m2e2 + m2e2), (1) x x y y z z где три первых слагаемых соответствуют обычной энерРис. 1. Доменная граница и конфигурация намагниченности в гии анизотропии в эпитаксиальной феррит-гранатовой доменах. a — начальное состояние, b–d — после освещения:

пленке (K0 — константа одноосной ростовой анизотро t = 40 (b, d) и 5 s (c), b — e [110], c, d — e [110].

пии, n — соответствующая ось, K1 и K2 — первая Стрелкой (a) показано место облучения.

и вторая константы кубической анизотропии соответственно), а последнее описывает ФИА, FL и GL — некоторые финоменологические константы, e —вектор Под действием света наблюдалась деформация домен- поляризации света.

ной границы (ДГ) в освещенной области. На рис. представлены типичные изображения ДГ в начальном состоянии (до облучения) (рис. 1, a) и после облучения различной длительности (рис. 1, b, c) и различной поляризации (рис. 1, b, d). На рис. 2 представлена экспериментально зарегистрированная динамика фотоиндуцированной деформации ДГ, т. е. изменение площади (S) перемагниченного участка в облучаемой области (различные кривые соответствуют различным поляризациям света). Как видно из рис. 2, деформация ДГ в начале процесса идет практически с постоянной скоростью, затем скорость уменьшается и по истечении достаточно большого промежутка времени (десятки секунд) достигает насыщения. Поляризационная зависимость времени ts представлена на рис. 3. Отметим, что и начальная скорость деформации ДГ, и ее амплитуда в насыщенном состоянии существенно зависят от поляризации лазерного пучка, причем ts минимально, если падающий свет поляризован вдоль осей [110] или [110], соответству- Рис. 2. Динамика фотоиндуцированной деформации ДГ при различной поляризации света. Угол отсчитывается от ющих плоскостным составляющим намагниченности в оси [100]. Точки — эксперимент, сплошная кривая — теория.

доменах.

Как отмечено выше, экспериментально наблюдаемое фотоиндуцированное смещение ДГ обусловлено возникновением ФИА в освещенной области пленки (возможностью термомагнитной природы этого эффекта можно пренебречь в силу его сильной поляризационной зависимости). Для описания полученных результатов мы воспользуемся феноменологическим подходом, развитым в работе [9], в рамках которого в выражение для плотности энергии магнитной анизотропии в освещенной области магнетика вводится зависящее от времени дополнительное слагаемое, которое равно нулю в начальном состоянии (т. е, при t = 0) достигает насыщения при t, — характерное время процесса. Это дополнительное слагаемое может быть разложено в ряд по компонентам единичного вектора намагниченности m. Если в Рис. 3. Поляризационная зависимость времени насыщения этом разложении ограничиться квадратичными по комфотоиндуцированной деформации ДГ. Точки — эксперимент, понентам m слагаемыми, то, согласно [9], эффективная сплошная кривая — теория.

8 Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1826 И.И. Давиденко, А. Ступакевич, А.Л. Сукстанский, А. Мазевски Для используемой в настоящей работе геометрии эксперимента, в которой векторы намагниченности в доменах ориентированы приблизительно вдоль осей [111] и [111], зависящие от времени эффективные константы анизотропии 1 и 2 в доменах с плоскостными соста вляющими m1 [110] и m2 [110], согласно общему выражению (1), имеют вид 1 t 1,2(t) = 2K1 -K0 + 1 -exp (± fL sin 2 + 2GL), (2) Рис. 4. Теоретическое моделирование фотоиндуцированной деформации ДГ. 1 — f (x, t1), 2 — f (x, t2), 3 — световое пятно.

где — угол, который составляет вектор поляризации e Стрелкой показана ДГ.

с осью[100].

Таким образом, при облучении поляризованным светом (с sin 2 = 0) плотности энергии в доменах стано Подставляя (4) в (3) и считая, что [df (x)/dx]2 1, вятся различными, что приводит к увеличению объема, получим энергию ДГ как функцию параметров a и b.

занимаемого энергетически более выгодным доменом, и, следовательно, к смещению ДГ. С другой стороны, b2 R этому смещению препятствуют 1) рост энергии границы E(a, b) = +kab2 - 2ab arcsin th, (5) 3a a и 2) энергия магнитостатического взаимодействия, связанная с влиянием соседних ДГ.

где = 1 - 2.

Поскольку время перестройки ДГ под действием Учитывая, что при реальных значениях параметров света (десятки секунд) очень велико по сравнению с справедливо неравенство = /3kR2 1, решение характерными временами релаксации в магнитной систевариационных уравнений E/a = 0, E/b = 0можно ме кристалла, процесс фотоиндуцированной деформации представить в виде границы можно рассматривать квазистатически, и ее равновесная форма в каждый момент времени t может быть R определена путем минимизации полной энергии ДГ при a =, b = arcsin(th u)(6) u k фиксированных значениях констант анизотропии 1,2(t).

Энергию границы (на единицу толщины пленки), отгде безразмерный параметр u определяется трансценсчитываемую от энергии недеформированной границы, дентным уравнением th u = sin(2u/chu) и равен u 1.7.

можно представить в виде Следовательно, a R/1.7, b 1.2/k.

+ 1/ Таким образом, видно, что амплитуда отклонения ДГ df (x) от положения равновесия прямо пропорциональна веE = dx 1 + - dx личине. Используя оценки для параметров пленки 1.0K1 103 erg/cm3, 1erg/cm2, k 106 erg/cm4, + +R получим 10-2, (df /dx)2 10-2, что оправдывает K использованные выше приближения.

+ dx[ f (x)]2 +[2(t) -1(t)] dx f (x), (3) Теоретические кривые f (x) при различных значениях - -R времени освещения t представлены на рис. 4. Сопогде функция f (x) описывает равновесную форму ДГ, ставление неизвестных феноменологических параметров R — радиус светового пятна на поверхности пленки, ФИА FL и показало, что наилучшее согласие с экспе — плотность энергии ДГ, k — коэффициент жестриментальными данными достигается при FL = 0.07K1, кости ДС, обусловленный влиянием соседних границ. В = 17 s. Соответствующие теоретические зависимости соответствии с [10] k = 16Ms2/d, где Ms — намагпоказаны на рис. 2, 3 сплошными линиями. Полученниченность насыщения, — численный коэффициент, ное удовлетворительное соответствие теоретических и составляющий величину порядка единицы, а расстояние экспериментальных результатов свидетельствует об адемежду соседними ДГ d 100 µm. При записи (3) мы кватности использованной теоретической модели реальсчитали, что функция f (x) убывает достаточно быстро и ной экспериментальной ситуации.

f (R)/ f (0) 1.

Аналитическая минимизация функционала (3) в общем виде не представляется возможной, поэтому восСписок литературы пользуемся вариационным методом, используя пробную функцию вида [1] В.Ф. Коваленко, Э.Л. Нагаев. УФН 148, 561 (1986).

x [2] J.F. Dillon, E.M. Gyorgy, J.P. Remeika. Phys. Rev. Lett. 23, f (x) =bsech, (4) a 643 (1969).

где a и b — вариационные параметры. [3] R.W. Teale, D.W. Temple. Phys. Rev. Lett. 19, 904 (1967).

Физика твердого тела, 1997, том 39, № Фотоиндуцированная деформация доменных границ в феррит-гранатовых пленках ЖИГ : Co [4] В.Ф. Коваленко, Е.С. Колежук, П.С. Куц. ЖЭТФ 81, (1981).

[5] A.B. Chizhik, S.N. Lyakhimets, A. Maziewski, M. Tekielak. J.

Magn. Magn. Mater. 140–144, 2111 (1995).

[6] S.G. Rudov, M.V. Verchenko, V.G. Veselago, A. Maziewski, M. Tekielak, S.N. Lyakhimets, J.M. Desvignes. IEEE Trans.

Magn. 30, 791 (1994).

[7] F.K. Lotgering. J. Phys. Chem. Sol. 36, 1183 (1975).

[8] A. Maziewski. J. Magn. Magn. Mater. 88, 325 (1990).

[9] I.I. Davidenko, S.N. Lyakhimets, V.F. Kovalenko. Phase Trans.

50, 255 (1994).

[10] Б.А. Иванов, М. Киселевский, С.Н. Ляхимец, А. Мазевский. ЖЭТФ 101, 1894 (1992).

8 Физика твердого тела, 1997, том 39, №




© 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.