Статика и динамика доменных структур в фотомагнитных кристаллах иттрий-железистого граната тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

П'7 * П

' " МИНИСТЕРСТВО НАУК!, ВЫСШЕЙ ШКОЛЫ И ТЕХНИЧЕСКОЙ

ПОЛИТИКИ РОССИИ МОСКОВСКИЙ ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

На правах рукописи

ВЛАДИМИРОВ Игорь Вячеславович

Ш 538.245

СТАТИКА И ДИНАМИКА ДСШШХ СТРУКТУР В ФОТСШГНИТШХ КРИСТАЛЛАХ ИТТРИЙ -- ЖЕЛЕЗИСТОГО ГРАНАТА

01.04.07. - физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени каадвдата физико-математических наук

Долгопрудный - 1992

Работа выполнена в лаборатории антифьрромагнитиков и фмрритоь Отдела физики Башкирского научною центра Уральского от доения Российской Академии наук.

Научные руководители:

доктор физико-математических наук, профессор Б Л .Ьчсолаго кандидат физико-математических наук, старший науншй сотрудник Р.А..л>''рОШйНКО

Официальные оппонента: д.физ.-мат.н., проф. А.К.;;ы.здип (зав.сектором ИОФ РАН)

к.физ.-мат.н. А.А.Полянский (с.н.с., !№Т? РАК >

Ведущая организация - Московский государственный университет

Заздата состоится 40* I932 г. н ^часоь на заседании специализированного совета К 0C3.9I.09 по присуждает ученой степени кандидата наук б Московском физико-техническом институте но адресу: Москва, ул. Профсоюзная, д,84/3.;, к. а-?.. Отзивц напраыи.ть по адресу: 141700, г.Долгопрудный, Московской области, Институтский пер., д.9, КФГИ специализированный совет 1е сез .51.09.

С диссертацией можно ознакомиться б библиотеки Московского физико-технического института.

Автореферат разослан ¿2£> / 0&, 1992 г.

•Учений секретарь специализированного соас.та К 063.91.09.

'кандидат технических наук

-

Н.П.ЧубинокиЯ

уд л '-и,.;.,-, 'й

г^аЖм) ГЕлА,

Актуальность тепы. В современной магнитной микроэлектронике широкое применение находят кристаллы феррит-гранатов. Это обусловлено сочетанием ряда уникальных свойств, присущих феррит-гранатам: высокой оптической прозрачностью, большими магнитооптическими эффектами, разнообразием доменных структур, параметрами которых мокно управлять в широких диапазонах температур и внешних магнитных полей.

Одним из наиболее изученных феррит-гранатов является иттрий-.-железистый гранат (ИЖГ). Наряду с указанными выпе свойствами он обладает способностью изменять при низких температурах (Т « 80 К) свои магнитные и оптические характеристики в результате освещения. Наблюдаемые в ИКГ фотоиндуцированные явления вызываются воздействием как поляризованного, гак и неполяркзованного света и проявляются до более высоких температур, чем в других известных фото-магнитннх материалах.

Ярким проявлением воздействия света на кристаллы ИЖГ является фэтоиндуцировакное изменение магнитной анизотропии. Причем освещение может изменять как естественную для ИЖГ кубическую анизотропии, так и приводить к появлению фэтоиндуцированной анизотропии. Монокристаллические пластины и пленки гранатов обладают комбинированной кубической и одноосной анизотропией, поэтому фэтомагнит-ннй отжиг или воздействие линейно поляризованного света приводят тому, что в образцах ИЖГ существуют по крайней мере две наведенные магнитные анизотропии. Наличие такой комбинированной наведенной анизотропии оказывает существенное влияние на формирование доменной структуры, характер ео поведения вблизи точек фазовых переходов, на процессы намагничивания и перемагничивания данных образцов. Несмотря на то, что комбинированная наведенная анизотропия часто существует в реальных образцах, теоретических исследований ее влияния на статику и динамику доменной структуры практически нет.

Воздействие света на процессы намагничивания в фотомагнитшх кристаллах исследовано в достаточно полном объеме. Существуют также экспериментальные работы, посвященные исследованию влияния света на колебательное движение доменных границ. Однако, теоретического описания фотоиндуцированного изменения динамики доменной

!

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

границы к настоящему моменту нет.

Фотозакрепление доменных границ тесно связаны с взаимодействием ДГ с неоднородностями магнитной анизотропии. Одним из направлений теоретического исследования влияния дефектов на ДГ является моделирование пространственной зависимости константы магнитной анизотропии. До настоящего времени не исследовано влияние неодно-родностей магнитной анизотропии разного типа и симметрии на структуру и закрепление доменных границ.

Итак, несмотря на интенсивное развитие физики фотомагнетизма, в настоящее время существует ряд вопросов, особенно в теоретическом плане, исследованых не в достаточной мере. Более того, важность теоретических исследований по данным проблемам обусловлена еще тем, что такие ситуации (комбинированная наведенная анизотропия в кубическом магнетике, взаимодействие ДГ с неоднородностью магнитной анизотропии и др.) не являются особенностью только фотомагнетиков, но встречаются и в других магнитоупорядоченных соединениях. Закономерности же физических свойств, присущих доменным структурам этих материалов, носят общий характер.

Целью настоящей работы является теоретическое исследование воздействия света на статику и. динамику доменной структуры в монокристаллических пластинах и пленках иттрий-железистого граната. При этом решались следу то» задачи:

1. Исследование спектра однородных состояний вектсча намагниченности в кубическом магнетике с комбинированной наведенной анизотропией.

2. Исследование 180° елоховских доменных границ в пластинах (111), (110), (100) кубических кристаллов с комбинированной наведенной анизотропией.

3. Исследование воздействия поляризованного и неполяризованно-го света на трансляционное движение доменной структуры в градиентном магнитном поле.

4. Изучение влияния плоских неодноридностей магнитной анизотропии, а также наведенной магнитной анизотропии, на структуру и закрепление 180° блоховских доменных границ.

Научная новизна работы и -результаты, выносимые на защиту.

I. Теоретически исследованы спин-переориентиационные фазовые переходы в кубических кристаллах с комбинированной наведенной анизотропией. Комбинированная наведенная анизотропия представляла

собой сочетание двух одноосных анизотропии с осями симметрии вдоль направлений типа [111J, [1001, 1110!. Получены ориектацион-ные фазовые диаграммы для каждого конкретного вида комбинировано** наведенной анизотропии. Показано, что в отличие от кубического магнетика, в котором существуют лишь симметричные фазы, а все переходы являются СПФП первого рода, в кристалле с ККА возникают угловые ориентащюнные фазы, а переходи могут быть как первого, так и второго рода.

2. Исследованы устойчивые состояния 1.80° Олоховсксй ДГ в плас-Timax (100), (110), (111) кубических кристаллов с 1Ш. Показано, что области устойчивых состояний ДГ с различной ориентацией плоскости границы могут перекрываться, что приводит на практике к гистерезисккм явлениям при переориентации доменной границы относительно кристаллографических направления.

3. Теоретически изучено влияние поляризованного и неполяризо-вакного света на трансляционное движение доменной структуры в градиентном магнитном поле в пластине (111) ОТ. В приближении уравнений Слснзуски получено выражение, описывающее зависимость скорости трансляционного движения доменной граница от константы фотоивдуцированной анизотропии и поля стабилизации ДГ. Показано, что воздействие неполяризованного света приводит к возникновения поля стабилизации ДГ, а воздействие поляризованного - к наведении одноосной анизотропии. Получена зависимость скорости трансляционного движения ДГ от интенсивностей поляризованного и неполяризо-вашого света.

4. Исследовано влияние пленарных неоднородностей магнитно! анизотропии на структуру и закрепление доменной границы в куб« ческом кристалле. Рассмотрены пленарные неоднородности кубическо одноосной и наведенной анизотропия. Показано, что при выделени неоднородностью анизотропии промежуточного направления вектор намагниченности в доменной границе возникает "перетяжка". Выделе ние направления Н, совпадающего с направлением намагниченности доменах, -приводит к сужению ДГ. ПЕМА, увеличивающая энергию am зотропии кристалла, может стабилизировать положение ДГ, если bi деляет промежуточное направление 1!, и ее ширина не превышает ра: меров границы. Исследована зависимость энергии ДГ от ширины Ш1 Показано, что в случав незаморохенности магнитной анизотроп возможно взаимообусловленное изменение структуры ДГ и ширины ПН

5. Изучено влияние наведенной магнитной анизотропии на структуру 180° доменных границ в кубических магнетиках. Получены зависимости энергии стабилизации' ДГ от смещения границы. Продемонстрированы изменения структуры доменной границы при ее смещении из положения стабилизации. Исследованы магнитные неоднородности, возникающие на месте стабилизации ДГ.

Практическая ценность. Полученные результаты расширяют представления о воздействии оптического излучения на доменную структуру монокристаллических пластин и пленок ИЖГ, позволяют понять механизм влияния слохной магнитной анизотропии на формирование доменной структуры в этих образцах, и, следовательно, на их физические свойства. Кроме того, представленные результаты могут быть использованы для оптимизации экспериментальных исследований доменных структур.

Апробация работа. Основные результаты диссертации докладывались на Всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Калинин (1988 г.)), на Всесоюзных школах-семинарах "Новые магнитные материалы для микроэлектроники" (Новгород (1990 г.), "Взаимодействие электромагнитных волн с полупроводниками" (Саратов (1988 г.), на семинаре по функциональной магнитоэлектронике (Красноярск (1988 г.)), на Всесоюзном научно-техническом объединенном семинаре "ЦЦД/ВБЛ в системах обработки и хранения информации. Доменные и магнитооптические устройства" (Москва (1989 г.), Москва (1991 г.)), на международных конференциях "Ternary and Multlnary Compounds" (Кишинев (1990 г.)), "International Simposium On Magneto-optics" (Харьков (1991 г.)) и опубликованы в 18 печатных работах.

Структура и объем диссертации. Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав и заключения, а также списка основных цитируемых литературных источников. Работа содержит 150 страниц машинописного текста, включая 43 рисунка и 117 наименований цитируемой литературы.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении показана актуальность темы исследования, сформулированы цель и задачи работы, описана структура диссертации, указаны основные результаты.

Первая глава представляет собой аналитический обзор литерату-

ры. В ней описаны физические свойства фотомагнитных, кристаллов, представлены основные выводы фотомагнетизма, кратко изложены модели фотоиндуцированных явлений. Перечислены основные результаты исследований спин-переориентацконкых фазовых переходов и доменной структуры в кристаллах с комбинированной кубической и одноосной анизотропией. Рассмотрены работы, посвященные проблеме взаимодействия ДГ с дефектами кристаллической структуры. Изложены принципы микромагнетизма, положения теории спкн-переориентэциопных фазовых переходов.

Во второй главе представлэны результаты исследований стш-пе-реориентационных фазовых переходов в кубических кристаллах (К,<0) с комбинированной наведенной анизотропией (КНА). КНА представляла собой сочетание двух одноосных анизотропия с осями симметрии вдоль направлений типа [1111,(100), Ci 101.

В основу решения задачи было положено исследование на минимум выражения для плотности энергии сложной магнитной анизотропии.

Плотность энергии анизотропии кубического кристалла с КНА в сферической системе координат, полярная ось которой совпадает с (0011, а азимутальный угол <р откладывается от [100) имеет вид:

ек=К, sin2e (1 /4 • Bln2es lif 2(*>+совг&) и /4 • KgS ln'49cos20sln22(^eBHA

еюигКи1<1-<а'п.>г> K^d-i«'^)2)

где в, <р - полярный и азимутальный углы, - плотность энергии КНА, К,, ¡^ - первая и вторая константы кубической анизотропии, KuJ, - константы составляющих HIIA с осями симметрии вдоль п( и йд, соответственно, а( - направлялииэ косинусы 11. Фазовые диаграммы в плоскости (1,=ки/1к, 1> 72=Ku2</iK) |) были получены для следующих комбинаций составляющих КНА: 1) n,J(100), n2;t010J; 2) n, |С111 ], r^JtnfJ; 3) 11,1(0011. 1^1(111]; 4) n, J[0011, r^IIItOi; 5) n, | U10J, iigj (T11J. Значения параметра q=K2/|K1| брались равными 0, 1 и 2, соответственно (за исключением случаев 4) и 5)). Выбор таких значений q определялся интересом к изменению Фазовых переходов при наличии конкуренции, вызванной кубическими константами разных знаков.

В случае 1) (п,|11001, n^|f0101) при значении параметра q~0 возмокно существование семи различных фаз, в трех из которых

( Ф,00, ,001. Ф[010]) вектор И лежит вдоль симметричных направлений типа <100>, ь трех других (Ф(0,0,. Ф^оо)' ф(оо()) " на~ ходится в плоскостях типа"(100). В фазе Ф<П1> вектор намагниченности параллелен искаженному направлению типа <111>. Области устойчивости указанных выше фаз не перекрываются, т.е. все фазовые перехода являются переходами второго рода (рис. la).

В случае 2) (n,jt11ll, rigjН1Т1) при q=0 возмогши следухщие ориентациошше фазы: фаза Ф-,у0], в которой намагниченность лежит вдоль направления НТО], Ф,,,,-,» ,tТ]* где м направлен вдоль искаженных осей £11F1 и [1111, и энергетически эквивалентные фазы j и где М лехит вдоль искаженных осей (Т111 и ИГ11.

Области устойчивости фаз Oj1t)], , f inn теРвкРива_

ются т.е. имеет место СПФП первого рода. СПФП первого рода меаду фазами Ф[П1) и , ,-¡-j происходит вдоль 7,~7г=0, между Ф[1113 и

®tTtn.IiTi] - БД0ЛЪ "Р™0* Vo- кеаду ФП.П И $Cttt,.CtTt) -вдоль прямой 7,= 0. Анализ показывает, что линии потери устойчивости фаз и и прямая фазового равновесия 7,-7г=0 пересекаются в одной точке (3/4,3/4) после чего на линии 7,~7г=0 имеет место фазовый переход второго рода. Эта точка является критической точкой фазовых переходов первого и второго рода. Переход меаду фазами и ®[fn] t1j-n - СПФП второго рода, происходящий на кривой 7^2=9/16. отметим, что в областях 7,>0 и j2>0 фаза din является метастабильной (рис. 16).

В случае'з) (n,|Í001], n^|[1111) при q=0 возможно существование следуидих ориентадионных фаз: в которой ¡1 направлен вдоль НТО); Ф[1П] и Ф j, (j j, где Ы лежит вдоль искаженных осей [1111 и [11 Ti, соответственно; энергетически эквивалентные фазы ®tíiu и ф[пп' СЕФП М9ЗДУ Ф[)пз и в lIHTGPBaJI0 значений -0,5<7,<1 является переходом первого рода с линией фазового равновесия 7г=0, вне этого интервала - СПФП второго рода, происходящим на линии 7г=0. Точки (-0.5; 0) и (1;0) являются критическими точками переходов первого и второго родов. Переход между угловой ф[пи С111) и ^етричной 1 j фазами является переходом второго рода и происходит на линии 1+27^4/3.7^=0. СПФП между фазами 11 фп, 1 з является переходом первого рода с линией фазового равновесия 7г=0. Переходы между ф£,и ] pi 1 ]» а также и ф[1"11]»[iTi] являтся СПФП первого рода с линиями фазового равновесия 7г=0 и 7,=0, соответственно. Угловые фазы

Рис. 1. Осиенгационгае фазовые диаграммы кубического магнетика с комбинированной наведенной анизотропией. а) 11,1(100),

|ЮЮЗ. 4=0; 0) 11,1(111]. ПцНПП. q=0; в) п,1(1101, 1ц,| |(1Г1], я=0; г) п,|(100), п^ЮЮ), ч=2. На всех диаграммах пунктиром показаны линии фазового равновесия.

и Ф^т,,, являются ыетастаОильными в областях значе-

I I I » J

ний переменных 7,<0, 7г<0 и т,>0, 1г<0, соответственно,

В случае 4) (n,|£) 10), |[001J) возможно существование пята фаз, I* которых вэктор И лехит вдоль следующих направлений: 10013— - дважды выроадешая симметричная фаза Ф(СО| 5, £110) - дважды выровненная симметричная фаза Ф() 10], НТО] - дваады выроаденнзя симметричная фаза а также вдоль искаженных тригональных

осей - четырехкратно выроаденные угловые фазы (ttti и

^Тпыпи'00*30™ Устойчивости фаз Ф^,плп7) и ®fTlI]i(lTtj перекрываются. Переход меж г/ ними является СПФП первого рода с линией фазового равновесия 7,-0. Кроме того, имеет место переход первого рода между фазами Ф(и0] и Ф(Т(0].с линией фазового равновесия 7,=0. Остальные перехода - СПФП второго рода.

В случае 5) (nt|(H01, i^lCilU) в зависимости от параметров и 72 возможно существование пяти ориентациошю неэквивалентных фаз, две из которых являются энергетически вырожденными (Ф;(^ и ®jl113). Вектор U в этих фазах направлен вдоль: симметричных осей (1101 (фаза 4>ni0J) и (Till (фазаФ£уП1), искаженных кубических осей £11Т!, (1111 (фаза » fITfJ (фаза ®j,Tt)). СПФП

в данном случае могут Сыть как'первого, так и второго рода. Перехода между фазами Ф[Т,n n«flTl). «iIlT,.mn иф["..)' фпп) и tin J ~ являются С1Ш первого рода. СПФП мевду Ф[П0] и

®£ПТ) (1111 " ШР0ХОД второго роди, происходящий вдоль линии потери устойчивости фазы Ф(1101 (рис. 1в).

В случаях 1), 2), 3) исследовалось влияние параметра q на спин -переориенташонше фазовые перехода. При на больших значениях q= =Kg/tK,| уменьшаются (по сравнению с q-О) области устойчивости угловых фаз типа Ф<1П> и увеличивается область устойчивости фазы ,у0j, а при q=2 появляются новые фазы типа Ф<110>. Необходимо отметить, что в кубическом кристалле при q=2 фазы с осями легкого намагничивания <110> являются метастабилышми. В нашем случае КНА приводит к тому, что при некоторых значения 7f и уг ориентация U вдоль искаженного направления <1Ю> соответствует наименьшему значению энергии анизотропии.

Увеличение q изменяет характер СПФП. Например, в случае 1) все фазовые переходы при q=Q и q=1 являлись переходами второго рода. При значении q=2 существуют перехода первого рода (рис. 1г). В третьей главе рассматриваются задачи, связанные с воздейст-

вием света нз статику и динамику доменной структуры.

В nepLOM параграфе представлены исследования 180° блоховских доменных границ <ДГ) в пластинах различной ориентации кубических кристаллов (К,<0) с комбинированной наведенной магнитной анизотропной. Введем систему координат, в которой полярная ось 0Z совпадает с направлением намагниченности в доменах, а ось ОХ перпендикулярна плоскости доменной грттгш (ДГ).Угол <р0 определяет ориентацию плоскости ЯГ относительно кристаллографических направлений. В плотности энергии доменной границы учитываются следующие члены: - энергия обменного взз'людеПстьил, ек - энергия магнитной анизотропии, включашая в себя энергию кубической и энергию комбинированной наведенной анизотропия, е^ - энергия полей рассеяния. Распределение намагниченности И определяется из решений уравнений Эйлера. Для 180° елоховской ДГ вектор U лекит в плоскости границы, т.е. е =0, и энергич ДГ определяется в виде:

где ею - величина энергии анизотропии в дсмене. Полученное выражение зависит от угла <eQ и констант анизотропии. Рассмотрим 180° ДГ, разделятде домены с намагниченностью, перпендикулярной к плоскости рассматриваемой пластины. Ориентация ДГ определялась нз условий: 0, ЗгЕ/а<фо.

Пластина (001). Рассмотрим следующие виды комбинированной наведенной анизотропии: 1)11,1 (ООП, i^JdOOI. 2)n, |C0011, jC1101. Введем обозначения "T^K^/IK, ¡, 7г=1<гд2/|Kt |. Исследование первой и второй производных энергии ДГ по углу ориентации ее плоскости <р0 (угол ф0 измеряется от направления £1001) дает следующие устойчивые реиения: в случае 1) - а) <ро=0 (плоскость ДГ (010)), б) <р0=х/2 (плоскость ДГ (100)), в) 0 < oQ < %/2 - дваады вырожденная фаза, в которой плоскость ДГ плавно поворачивается в зависимости от .соотношения 7, и 7г на угол ± (pQ. При 7г=0 <рс=(2п+1 )*/4, п=0, 1.....Области устойчивости указанных выше рршений не пересекаются, т.е. переориентация плоскости ДГ происходит в результате фазового перехода второго рода. В случае 2) возможны две ус-

е.

2

9

тойчивае ориентации ЛГ: а) ц>0=х/4, С) <р0=3*/4. Области устойчивости доменных границ с плоскостями {НО) и (1ГО) перекрываются, т.е. переориентация ДГ прсисходит в результате перехода первого рода, что может привести в реальных образцах к гистерезлсным явлениям. Линией фазового равновесия является прямая 7-=0.

Пластина (11 С). Рассмотрим следу ища вида комбинированной наведанной анизотропии: 1 )n,|i 110J, oJIOQH; 2)n,|I1IO), п^ПТЛ. В случав t} возможны следующие устойчивые решения (угол <pQ измеряется от направления fOOH): а) фо-0 (плоскость ДГ (1Т0)), б) <р0=я/2 (плоскость ДГ (001)). в) О < tpQ < х/2 - дважды вырожденная фаза, в которой плоскость ДГ плавно поворачивается в зависимости от соотношения 7, и i2 на угол * <р0. Переориентация плоскости ДГ происходит в результате фазового перехода второго рода. В случае 2) возможны два типа ориентации плоскости границы: ь) при возрастании положительного значения 7г плоскость ДГ поворачивается на угол ф0= +<р,<7, ,7г) к выделенному направлению HTUj 2) при возрастании отрицательного значения "¡г ДГ поворачивается на угол <рс=-<рг<7\ ,7г> к плоскости (1Т1). При 7,>0,6823 области устойчивости названных фаз перекрываются, т.е. существует фазовый переход первого рода (рис. 2а). Линия фазового равновесия 72=0.

Пластина (111). Рзссштрим комбинированную наведенную анизотропию с п,1(111! и r^l!0Т1!. Численный анализ показал, что воз-мопдш следующие устойчивые ориентации ДГ: а) фо=0 (плоскость ДГ (0Т1)); О) ф0---к/2 (плоскость ДГ (211)); в) < ф0 < чс/2, где ц>па48° (плоскость ДГ непрерывно поворачивается при изменении 7, и 7г от некоторой предельной плоскости до плоскости (211)). Области устойчивости фаз с <pQ=0 н с фа«р0сх/2 перекрываются, т.а. между ними происходит фазовый переход первого рода с линией фазового равновесия 7г=0 (рис. 26).

В конца параграфа обсуждаются нсвыэ результаты экспериментальных исследований фотоиндуцированной магнитной анизотропии в моно-кристаллмческих пластинах ИЖГ /Дорошенко P.A., Владимиров Й.В., Сетченков 1,1.С., Тимофеева В.А. 1992/. Для описания полученных результатов предложена система кинетических уравнений возникновения и перераспределения фотоактивных анизотропных центров. Теоретические вывода качественно соответствуют экспериментальным данным.

Во втором параграфе данной главы рассматриваются особенности фотошдуцнрованкого перестроения доменной структуры з элитак-

-0,05

0,00

0,05

' О

as ^ но

5

Рис. 2. Диаграмма устойчивых состоят«! 180° ДГ. Намагниченность в дсменсх и составлятеие ¡СНА направлены: а) IIJ(1101, n, J [.HCl. I^l'.irn; б) Hjmil, n, 11111 ], ruJCOiTK На рисунке а) область О, соответствует фазе с Ф0=+Ф,(7, .7г)» D2 - "з рисунке С) D, - q>Q=0, й, - фп«Р0<

<%/2, D.j - ф0=*/2. Пунктир - линии фазового равновесия.

сиалышх пленках (111) иттрий-жолозистого граната.

8 пленке (111) 0,_, (ДН « 1,86) под воздействием линейно

J bid

поляризованного СЕета реьерсивно ссудествллется переход от однородной полосовой ДО к нооднородаому зигзагообразному состоят» ДС и плавный поворот полосовой доменной структуры в достаточно широких пределах в противоположное от вращения Е направление.

Ориентацию намагниченности в доменах вдоль направлений близких ■ к <110> можно объяснить, предположив, что в пленке КЖГ существуют значительные упруг/о напряжетая. Эти напряжения приложены в плоскости пленки вдоль ■ направлений оТ0>. Кроме того, необходимо учесть упругие напряжения, вдоль наклонных к плоскости пленки осей <1 Ю>, а также» вдоль осей <100> .Считая, что напряжения вдоль осей <100> рамш о3, вдоль наклонных осей с110> - о,, а вдоль плоскостных V1 ТО> - о ьыра;к-5т-е для тензора упругих напряжений в системе координат, связанной с ребрами куба, примет вид: о^=2о,+ +З»а3 при t-j и o^-ö/2 при itj.

Учет мэгнитостржщщ приводи? к зависимости тензора упругих

напряжений от направления Виктора намагниченности. Согласно выводам работа /Беселаго Б.Г., Дорошенко P.A... Воробьева Н.Б., 1937 / тенгюр упругих напряжений, ззексящих от направления намагниченности запишется в виде: о^=о*/2+а^(о*/2+о*) при t-j и о*,= при ttj,где о' - волнчкна ыагкктоотрикционного напряжения вдоль осп типа <110>. о* - вдоль оси <100>, а( - нэправляизие косинусы вектора намагниченности. Полученный тензор упругих напряжений подставим в выражение для магнитоупругой анергии кубического кристалла. Учет тензора упругих напряжений alJ приводит к п.?ренор!.кгровкб констант кубической анизотропии и появлению наведенной анизотропии с осью симметрии, перпендикулярной плоскости пленки.

Предположим, что набор констант кубической анизотропии К,, , К3 таков, что вектор намагниченности лежит в плоскости О 00), а эффективная константа перпендикулярной к плоскости (Ш> анизотропии (величина К1-2,я:) мала. Такое предположение, не нарушая общности, существенно упрощает рассмотрение задачи. Направление вектора намагниченности в плоскости (100) определяется углом <р, измеряемым от направления (010] и удовлетворл-щим соотношениям:

<р=0, х/2 при -2K^/!C3<0; 4>=%/i при -2К®/К3>1; slri2(p=t/2K^/K3=

=г/Т\ при 0^-2К®/Х3<1, где - эффективная константа ку-

бической анизотропии. Рассматривая только одну плоскость (100), можно'заметить, что в пределах значений соотношения 2 кубических констант от 0 до 1 существуют два энергетически вирожкешшх состояния с углами, определяющими ориентацию U: <р и х/2-<р. При этом в образце доменная структура должна разбиться на группы до^-еноь с различной ориентацией вектора U. Однако возможна иная реализация ДС. В качестве примера рассмотрим неоднородную (зигзагообразную) ДС. Различие в распределении U в полосовой и зигзагообразной доменных структурах приведет к неодинаковым упругим напряжениям. Если для полосовой ДС тензор о*^ имеет вид:

oJ/2+sln29(o*/2+o*) o|/2-sin2ip О

c'j= о^/2-з1п2ф о|/2+созгф(о;/2+а*) О

О О о*/2.

то для зигзагообразной ДС -

Зо;/4«7*/2 О*/2-811129 0 ' 0*/2>sin2<p Зо*/Л+о*/2 О О 0 о*/2.

Соответственно различаются магнитоупругие энергии двух состояний ДС. Не учитывая магнигостатическую энергию, энергию доменных границ. условие энергетической выгодности зигзагообразной ДС запишется в ьвдэ:

(1 -2Ио;/2+а;На,+а4-(0;/2к>з)/2)/сг>О,

где а,. а4 - нзгаитоупругиа, с2 - упругая постоянные. Т.к. для существования зигзагообразной ДС необходимо наличие вырожденных состояний. то Z<1. При значении 2=1 происходит переход от зигзагообразной ДС в полосовую с намагниченность» вдоль 11101. Зигзагообразная ДС является энергетически выгодной, если выражение (o*/i.4o*>(a,+a4 •(о*/2+о*)/2>/пг>0. При обратном знаке этого выражения энергетически выгодной становится полосовая ДС с углом ориентации U рапным ф или и:/2-<р.

Таким образом, возможен переход от полосовой ДС с вектором намагниченности параллельным (11Q1 к зигзагооборазной при изменении Z, KDTopje мохет быть вызвано фотоиндуцированным изменением как магнитной анизотропии пленки, так и ее магкитоупругого состояния.

Особенности фотокндунированного перестроения доменной структуры вызвали интерес к изучению наведенной анизотропии в монокристаллических пленках иттрий-железистого граната /Веселаго В.Г., Владимиров И.В., Дорошенко P.A., Сетчэнков М.С., 19S9 /. В конце параграфа обсуждаются феноменологические модели фотоиндуцироввн-яой анизотропии. Предло&ены кинетические уравнения, качественно описываицие эксперименталътв результаты.

В третьем параграфе главы рассматривается воздействие поляризованного и неполяризованного света на трансляционное движение полосовой дометюй структуры в градиентном магнитном поло в моно-кристаллическоП пластине (111) иттрий-железистого граната.

Экспериментальные исследования показали, что при совместном действии поларизовашюго и неполяризованного света скорость тран-

сляционного движения ДС v с ростом интенсивности неполяризованно-го света при некотором значении интенсивности поляризованного возрастает, достигает своего максимального значения, а затем уменьшается.

Рассмотрим трансляционное движение 180° блоховской ДГ в градиентном пола На при воздействии переменного поля Ну, с учетом поля коэрцитившсти Ho-sgn(q), поля стабилизации ДГ Hat и одноосной фотоиидуцированной анизотропии. Кц. Введем систему координат, полярная ось которой совпадает с i 1111, а азимутальный угол ц> откладывается от направления IZ111. Ось симметрии одноосной анизотропии параллельна 1Г11). Намагниченность в доменах Ищ|СГ11к Плоскость 180° блоховской ДГ (0Г1). Градиентное поле Hz приложено перпендикулярно направлена» намагниченности в доменах, т.е. вдоль [2111, а градиент vH^f i0111. Вектор переменного поля Ну|(Г11].

Трансляционное движение ДГ связано с наличием градиентного поля, т.е. анергия ДГ зависит от ее положения, поэтому при снятии коэрцитивности граница начнет двигаться в сторону, где обладает меньшей энергией. Действие градиентного поля можно рассматривать ки: давление на ДГ, пропорциональное величине vH2.

Решение задачи проводилось на основа уравнений Слонзуски для кубического кристалла с одноосной наведенной анизотропией. Плотность энергии магнитной анизотропии имеет вид:

ек = K1(1/4.sin49+1/3>cos^e+/2/3-cos9slri38cos3(p)+ +Ku( 1 -(2/2/3 • sinecosi{H-cqs6/3 )г),

где К, и Кц - константы кубической и одноосной анизотропий, соответственно. При малом выходе вектора намагниченности из плоскости статической доменной границы уравнение движения ДГ можно записать в виде уравнения колебания маятника. Движение ДГ представляет собой сушу трансляционного и колебательного движений. Считая, что ДС движется поступательно как единое целое, то есть возвращающие силы равны нулю, и пренебрегая процессами установления движения, среднюю за период .скорость трансляционного движения запишем в виде:

к = (т/а). (d/Ä., >.vH(ic - 2arcsln((tio + Hst)/Hy)),

где

лгоооаП/З )+Х .....агоооэ( t/3.

d = j- tA- cose/ (ек-вт) 11 /гйб, , ' Д, = .1/2:|йва-ел)М1,/г<18

атоооа(1/3) агоооз(1/3)

Из выражения следует, что скорость трансляционного движения v ДГ уменьшается при возрастании поля стабилизации Hat, а также, как показывает численный анализ d/A,, и при увеличении константы одноосной фотоиндуцированной анизотропии •

Для объяснения совместного воздействия поляризованного и неполяризованного света на трансляционное движение ДГ отметим следующее. Основной вклад в стабилизацию ДГ, отличный от стабилизации намагниченности доменов, дает тригональное направление [111 ], которое содержится в плоскости разворота намагниченности в ДГ. С остальными осями Í11T], [1Т1] намагниченность II образует большой угол при развороте в простой блоховской ДГ. Поэтому для простоты можно рассматривать только два типа центров, упорядоченных под воздействием поляризованного света п с осью легкого намагничивания [Т11 ], и упорядоченных под воздействием неполяризованного света rig, стабилизирующих направление намагничивания 1111] в.ДГ. Тогда поле стабилизации запишем в .виде Н ,=h n, а

3t st 2

константу фотоиндуцированной поляризованным светом одноосной анизотропии Кц=В-п(. Возрастание, а затем уменьшение скорости трансляционного движения ДГ при совместном действии поляризованного I, и неполяризованного 1г света объясняется на основе кинетических уравнений вида:

dn/dt = C^OIq - П|) - n,(1A, + р,Гг) díL/dt = Сг1г(п0 - а,) - 0,(1/1;., + рг1,)

где т, и тг - времена релаксации центров п, и т^, nQ - максимальное количество светочувствительных центров. С,. 02 и р,, ß? -постоянные, зависящие в общем случае от направления поляризации и намагниченности. При выполнении условий 0,1,»а,, СгГг»тг, 0,-1,« ß,I2» CaIa « ßgl, - накопления центров п, и rig в ДГ не происходит. Поэтому уменьшаются величины Н t и Ки, и, следовательно, возрастает скорость трансляционного движения ДГ и. Рассчитанные зависимости скорости v от интенсивностей поляризованного и неполяризованного света качественно описывают наблюдаемые эксперимен-

тальные зависимости.

В четвертой главе рассматривается влияние пленарных неоднороя-ностей магнитной анизотропии ;(ГОШ) на структуру и закрепление ЛГ. Исследовано воздействие наведенной анизотропии на структуру и стабилизацию ДГ. Рассмотрены магнитные неоднородности, возникающие на ПНМА.

В первом параграфе исследуется структура 180° блоховской ДГ в области неоднородной магнитной анизотропии. Предполагается, что ПНМА локально изменяют энергию анизотропии кристалла, причем размеры неоднородности сравнимы с параметром ширины ДГ б. Пространственная зависимость параметра 11ШМА определялась функцией вида: f(x)=K0/ch(xSB), где B=L/C, 0 - параметр пирины ДГ ( 6=va/|К, |' ), L - параметр ширины ПНМА. В соответствии с симметрией кристалла, рассматривались одноосные и кубические ПНМА. Энергию неоднородности одноосной анизотропии запишем в виде: етша=/(xio1пг(6-60), где 0Q - угол, определяющий направление оси симметрии ГОШ. Энергия ПНМА кубического типа - ).

Для определения 180° ДГ в кубическом кристалле введена одноосная анизотропия, снимающая ¡вырождение кубических осей. В системе координат, в которой полярная ось 02 совпадает с направлением намагниченности в доменах .а ось ОХ перпендикулярна плоскости ДГ, плотность энергии ДГ запишется в виде:

V=A (в' )2+K,)+Ки81лгО+епнк0

где в - угол, описывающий Братание U в плоскости ДГ, А - обменный параметр, KJt Ки - константы кубической и одноосной анизотропии, а{ - направляющие косинусы И, вектор намзгниченности в доменах М^ параллелен [1111, К, <0, (плоскость ДГ (1Г0)), е^д - плотность энергии ПНМА.

Результата численных расчетов .показывают, если ПНМА выделяют промежуточные направления лектора намагниченности в границе (т.е. 0°<во<180°), то в ДГ появляются участки с более плавным изменением направления II. ПША, выделяющие направления, совпадающие с U^ (6=0,180°), приводят к сужшшо ДГ.

Во втором параграфе представлены результаты исследований закрепления дсменных границ ва :ШША с учетом изменения структуры ДГ.

Полученные зависимости анэргии ДГ от положения центра ПНМА от-

сительно центра границы Едг(г°) по своему характеру существенно зависят как от типа ГОША, так и от ширины неоднородности. При ширине В<1 для ПНМА, выделявдщ. промежуточные направления вектора U в ДГ, зависимости Едг(х°) немонотонны. Это связано с тем, что ГОША действует избирательно на участок ДГ с определенным набором направлений намагниченности. Следствием этого является тот факт, что ШШ, увеличивающие энергию агагаотрогпгл кристалла, могут стабилизировать положение ДГ. На рисунке 3 (кривые 3, 4, 5) видно, что зависимости Едг(х°) пшют локальные минимумы, т.е. существуют области, в которых давление, оказываемое на ДГ со стороны ПША, является давлением стабилизация. Необходимо отметить, что такая стабилизация имеет ограниченный в пространстве характер, и при смешениях ДГ больших определенной величшш, возникает сила отталкивания ДГ от ГШМА, увеличивающей энергию анизотропии кристалла.

Рис.3. Зависимость энергии 180° ДГ от положения ГШМА. К?<0, К/|К,М, амплитуда закрепляющей ПЖА К0/|К( |=-1. ПНМА однэосного типа с осью симметрии: 1 - [111], KQ/|=0,5; 2- U11], KQ/|K, |--0,5; 3 - СИТЗ, KQ/|K,|=0,5; 4 - Г0011, KQ/|Kt |=0,5. ПША кубического типа: 5 - К0/|К( |=1; б -К0/|К5|=-1.1ША наведенного типа: 8- ?0/|К, 1=0,5, C0/|Kt| = =0; 9 - G0/|K,|=1, Р0/|К,|-0. Энергия ДГ в отсутствие ПНМА - 7. Ширина ГША 8=0,5.

ПНМА, уменьшающая энергию анизотропии кристалла, стабилизирует положение ДГ (рис. 3 кривая 2), или приводит к малым ("в) смещениям (рис. 3, кривая 6). При ширине В>1 в область ПНМА попадает практически вся ДГ, т.е. ШША действует на ДГ как на целое. При этом неоднородности, увеличивающие энергию кристалла, дестабилизируют положение ДГ.

В третьем параграфе рассматривается влияние наведенной магнитной анизотропии на структуру и стабилизацию 180° блоховских ДГ.

Наведение (например, в результате диффузионных процессов) маг. ниткой анизотропии в кристалле с неоднородным распределением И, приводит к образованию неодаородкостей магнитной анизотропии.

Изменения структуры ДГ, обусловленные наведенной анизотропией, связаны с выделением определенных направлений намагниченности в ДГ. При этом образуются участки с более медленным изменением направления U. В ДГ с плоскостью (1Т0), UJ И115, К,<0 наведенна; анизотропия с константой F выделяет направления (0011 и £110), ; с константой G - направление С1Ш. Появление "перетяжек" в структуре ДГ можно рассматривать как образование зародышей новых до м- вшх фаз.

При смещении ДГ с места стабилизации возникают магнитные неод породности (МНО) типа "статический солитон". Образование MHO обу словлено наличием ПНМА. При этом структура возникающих ШО суще с твенным образом зависит как от параметров наведенной акизотротоп так и от структуры стабилизируемой ДГ.

Рассматриваются зависимости энергии стабилизации ДГ от ьелич: ш ее смещения относительно стабилизированного положения. Завис мости получены как с учетом изменения структуры ДГ, так и для н изменной границы.

В заключении сформулированы основные результаты и вывода рас

ты.

1. Показано,- что ъ кубических кристаллах (К,<0) с коыоижг ванной наведенной анизотропией (КНА) понижение симметрии крист ла приводит к доминирований угловых орнентащюнных Фаз. В отли от кубических магнетиков, в этом случае спмн-переориентациок фазо'еые переходи могут Сыть как первого, так и второго рода.

2,. Для устойчивых состояний 180° блоховских доменных грани! кубических кристаллах с комбинированной наведенной анизотрет показано, что переориентация плосьзсти ДГ может ¡фоисхо.

вследствие фазовых переходов как первого, так и второго рода, в зависимости от соотношения параметров наведенннрй анизотропии.

3. Получены выракзния для зависимости скорости трансляционного движения V доменной структуры в градиентном магнитном поле в пластине (111) № от величин константы одноосной фотоиндуцированной анизотропии и поля стабилизации. На основе полученных выражений об§яснена экспериментальная немонотонная зависимость скорости v от интенсивности неполяразованного света при данном значении интенсивности поляризованного света.

4. Сформулированы условия закрепления 180° блоховской доменной границы на пленарных неояюродностях магнитной анизотропии (ПНМА) разного типа в кубическом кристалле. Показано, что ПНМА, увеличивающая энергию анизотропии кристалла, может стабилизировать положение ДГ, если выделяет промежуточное направление И, и ее ширина не превышает размэров границы. Получена зависимость энергии ДГ от ширины ПНМА. Обнаружено, что в случае "незамороженностк" магнитной анизотропии возможно взаимообусловленное изменение структуры ДГ и ширины ПНМА.

5. Проведенные расчеты показали, что наведенная магнитная анизотропия приводит к образованию "перетяжек" (областей с медленным изменением направления вектора намагниченности) в структуре 180° доменных границ в кубических магнетиках. Показано, что при смещении ДГ из положения стабилизации, на месте стабилизации "границы возникают магнитные неоднородности типа "0-градусная доменная граница", структура которых зависит как от параметров наведенной анизотропии, так я от структуры стабилизируемой доменной границы.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Веселаго В.Г., Владимиров И.В., Доропенко P.A., Сетченков U.C. Фотоиндуцированные магнитные явления в магнитоупорядоченных кристаллах. Статика и динамика доменной структуры в фотомагнитных иттрий-железистых гранатах при воздействии света. Препринт КОФАН, Jé 56, M.: 1987 , 61 С. .

2. Веселаго В.Г., Владимиров И.В., Дорошенко P.A., Сетченков М.С. Трансляционное движение доменных границ ' в иттрий-железистом гранате при воздействии света. ФТТ, 1987, т. 29, в.9.. с.2758-2762.

3. Веселаго В.Г., Владимиров И.В., Дорбшенко P.A., Сетченков М.С. Надевдин М.Д. Фотоиндуцироватше изменения доменной структуры в эпитаксиэлышх пленках иттрий-железистого граната. Письма в ЖГФ, 1988, Т.14, В.12, с. 1079-1082.

4. Дорошенко P.A., Владимиров И.В., Сетченков М.С. Фотоиндуциро-ванные доменные структуры в монокристаллических пленках иттрий -железистого граната. ОТ, 1983, т.30, в.9, с.2834-2836.

5. Владимиров И.В., Сетченков М.С., Надездин М.Д. Доменная структура в эпитаксиальных пленках иттрий-железистого граната при воздействии света. В сб. "Динамика и статш:а доменной структура в магнитоупорядочешшх кристаллах." Уфа, 1988, с. 99-114.

6. Веселаго В.Г., Владимиров И.В., Дорошенко P.A., Плавский В.В. Изменения структуры доменных границ и однородности намагниченности на неоднородностях кзпштной анизотропии. Препргат ИОФАН Ü 53, М.:193Э, 34 с.

7. Veselago V.G., Vladlmirov I.V., Doroshenco R.A. Bloch 180° Domain Wall In Cubic Ferromagnetics with Magnetic Anisotropy Inhomogeneitles. Phys.lett. A., 1990, v. 143, №8, p.429-431.

8. Веселаго В.Г., Владимиров M.B., Дорошенко P.A., Сетченков М.С. Фотоиндуцированная магнитная анизотропия в монокристаллических пленках иттрий-железистого граната. ФТТ, 1989, т.31, в.2, с. 272-274.

9. Дорошенко P.A., Владимиров И.В., Сетченков М.С. Налездин М.Д. Фотоиндуцированная анизотропия и доменная структура в пленках ИЖГ. III семинар по функциональной магнитоэлектронике. Тезисы докладов. Красноярск, 1988, с.39-40.

Ю.Дорошенко P.A., Владимиров И.В., Сетченков М.С. Фотоиндуцированная магнитная анизотропия в ИХГ. XVIII Всесоюзная конференция по физике магнитных явлений. Тезисы докладов, Калинин, 1988, с.131-132.

11 .Vladlmirov I.V., DorasЬепсо R.A. The pitotoinduced domain structure and spln-reorlentation phase diagrams in YIG with combined Induced anisotropy. International Symposium on Magneto-Optics (ISMO*91). Proceedings. Kharkov, 1991, p.33.

12.Владимиров H.B., Дорошенко P.A. Магнитные фазовые диаграммы кубических магнетиков с комбинированной наведенной анизотропией. X Всесоюзный семинар по проблеме ШД/ВБЛ. Тезисы докладов. Москва, 1991, с.35.

13.Владимиров И.В., Дорошенко P.A. Магнитные фазовые диаграмма кубических магнетиков. (К,<0> со сложной магнитной анизотропией. Препринт I» ГЩ УрО АН СССР. Уфа, 1991, 26 С.

14.Владимиров И.В., Дорошенко P.A. Магнитные фазовые диаграмма кубических магнетиков (К,<0) с комбинированной наведенной анизотропией. ФГГ, 1991, т.30, в.11 с.3402-3405.

Iß.Vladlmlnov I.V., Doroahenco R.A. Domain Walla In Cubic Ferro-magneta with Magnetic Anlaotropy Inhomogeltleo. The I CTMC - 8 Procei-illr^s. Kishinev, SUllrm, 1991 i

16.Доротеш<о P.A., Сотченков M.C., Владимиров И.В., Тимофйева В.А. Фотоиндуцировлнная магнитная анизотропия в монокристаллах иттрий -жмлизкстых гранатов. ФТТ, 1992, т.34, и.?,, с.377-382.

17.Владимиров И.Я., Дорошенко P.A. Магнитные неоднородности в ферромагнетике с пленарными неоднородностями магнитной анизотропии. IX Всесоюзный научно-технический объединенный семинар "ЦМД/ВКЛ в системах обработки и хранения информации. Доменные и магнитооптические устройства." Тезисы докладов. Москва, 1989, с. 70.

18.Ьеселаго В.Г., Владимиров И.В., Дорошенко P.A. Елоховская 180° доменная граница в кубическом кристалле с неоднородностями магнитной анизотропии. IX Всесоюзный научно-технический объединенный семинар "ПМД/ВВЛ в системах обработки и хранения информации. Доменные и магнитооптические устройства." Тезисы докладов. Москва, 1989, с. 42.

Подписано в почать Формат 60 X 90 1/16. Бумага-

писчая 1Я, Печать офсетная. Уол.тач.л. 1,0. Уч.-изд.л. 1,0. Тирая 100 окз. Заказ Л föof. Бесплатно.

Ротапринт МФТИ 141700, Моск. обл., г.Долгопрудный, Институтский пар., 9