Магнитооптическое исследование приповерхностных магнитных структур тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.11 ВАК РФ

МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В.ЛОШНОСОВА

ФИЗИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ

На правах рукописи УДК:537.621;537.632;538.973

ЗУБОВ Виктор Евгеньевич

МАГНИТООПТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ПРИПОВЕРХНОСТНЫХ МАГНИТНЫХ СТРУКТУР

Специальность 01.04.11 - Физика магнитных явлений

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва - 1993

Работа выполнена на физическом факультете Московского государственного университета им. М.В.Ломоносова

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор В.И.Оаогин

доктор физико-математических наук, профессор Е.Г.Рудашевский

доктор физико-математических наук, главный научный сотрудник А.Г.Шишков

Ведущая организация:

Институт физики твердого тела РАН

Защита диссертации состоится " /7 ■ фе&рШ 1994 г. в час. на заседании специализированного совета .

Д.053.05.40 по физике твердого тела при Московском государственном университете им. М.В.Ломоносова по адресу: П9899, Москва, Ленинские горы, МГУ, физический факультет, криогенный корпус, ауд. 2-05

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке физического факультета МГУ

Автореферат разослан

" Ц " ЯиёйрЯ 1994 г.

Ученый се!фетарь

Специализированного совета Д.053.05.40 при МГУ им. М.В.Ломоносова доктор физико-математических наук

профессор ^ . 1 г—С.А.Никитин

ОБЩАЯ УШШШСША РАБОТЫ

Актуальность тег.?;. Магнитные свойства кристаллов на поверхности и мегфазных плоскостях также, как и другие физические свойства, могут существенно отличаться от объемных. Число ближайших соседей и симметрия окружения поверхностных и объемных атомов различны. Особое положение поверхностных атомов приводит к особенностям нх свойств, включая магнитные свойства. Влияние поверхности на магкиткиг свойства распространяется вглубь кристалла. Поверхность и иряпозорхносткая область кристалла представляют собой магнитный объект пониженной размерности, эффективная размерность которого блннэ к дзум, чем к трем'[1]. Толпщна приповз-рхкостного слоя с особыми свойствами зависит от многих обстоятельств - кристаллической и магнитной структуры, внешних воздействий - и мохе? изменяться от единиц до сотен и тысяч атомных слоев. Приповерхностный слой, магнитные свойства которого отличаются от объемных, принято называть поверхностным магнетизмом. Поверхностный магнетизм представляет собой важную проблему современной физики магнитных явлений. Причины поверхностного магнетизма з конкретном кристалла могут быть многообразны: поверхностная анизотропия, изменение параметров обменного взаимодействуя приповерхностных атомов, реконструкция а рслаксапзш поверхности, изменение зонной структуры, поля размагничивания а др.

Первые работы, в которых указывалось на вгжяув роль поверхности в формировании свойств ферромагнетиков, появились ухе давно (Ландау и Лпфшиц, 1835; Коель, 1954). Однако бурный рост числа публикаций, посвященных исследовании эффектов влияния поверхности на магнитные свойства кристаллов, наблюдается в последнее десятилетие. Это обусловлено следующими основными причинами. I. Разработкой ноеых и развитием известных экспериментальных методов исследования магнитных свойств поверхности. Среда них: магнитооптические методы, спектроскопия спинполяризованных фотоэлектронов, спинполяризационная электронная микроскопия, мессбауэ-ровская спектроскопия, бряллзоэнозское рассеяние света и др. 2. Развитием технологии получения совершенных кристаллов с естественными гранями. Презде всего здесь следует назвать методы роста кристаллов из газовой фазы, жидаофазной эпитаксии, нолекуляр-но-лучевой эпитаксии и др. 3. Запросами современной магнитной

микроэлектроники, одной из основных тенденций з развитии которой является миниатюризация ее элементной базы и устройств. Сейчас разрабатывается и создаются магнитные головки с рабочим зазором в десятке доли макрометра, интегральные магнитные головки, устройства записи на цилиндрических магнитных доменах и вертикальных блоховсккх линиях, магнитооптические запомонавиио устройства. Поверхностная плотность записи достигает се^хздня величины 10® бит/см^. Прогресс в этой области в значительной степени связан с успехами в технологии синтеза тонках магнитных пленок. Уменьшение толщины пленок приводят к возрастании роли поверхности в формировании их рабочих характеристик. В массивных магнитных головках с субгакронными зазорача рабочие характеристики в значительной степени определяются тонких! приповерхностным слоем их магнитопровода.

Важной задачей физики поверхности магнетиков является исследование природы поверхностной магнитной анизотропии, которая обычно маскируется полем размагничивания и объемной магнитокри-сталлической анизотропией. Неель впервые рассмотрел вопрос о поверхностной магнитной анизотропии и показал, что существенную роль она может играть в очень малых ферромагнитных частицах размером ~100 А [2]. Относительная малость поверхностной анизотропии затрудняет ее прямоэ наблюдена? к изучение. До'появления наших работ в середине 1970-х годов наличие поверхностной анизотропии фиксировалось только косвенными методами. Чадо всего для исследования поверхностной магнитной Е^изотрощи в то время использовался метод спинболнового рэзонакса в тонких магнитных пленках, на возможность возбуждения которого однородным высокочастотным магнитным полем при налички поверхностной анизотропии указал Киттзль (1958 г.). Модельными объектами для прямого изучения поверхностной анизотропии и обусловленного ею поверхностного магнетизма оказались легкоплоскостные слабые ферромагнетики (СФ), обладание малым результирующим кагкитаны моментом и практически нулевой анизотропией в базисной плоскости.

Другой весьма распространенный тип ховерхносткого магнетизма обусловлен влиянием полей размагничивания. Наиболее интересный и менее всего изученный случай поверхностного магнетизма, обусловленного полем размагничивания, реализуется в приповерхностной области доменных границ (ДГ). Под действием поля размотай-

чивашш граница из блоховской з объеме кристалла превращается в кеелевскута на поверхности [3,4]. Глубина приповерхностной области, в которой структура ДГ отличается от объемной, в кубических ферромагнетиках по порядку величины совпадает с шириной границы в объеме. Незлезский характер структуры ДГ на поверхности приводит к возможности разбиения ее приповерхностной области на субдоменн и появлению субструктурных магнитных элементов точечного типа, разделя:е.чих субдомены. Экспериментальных работ, посвященныхизучению субструктуры приповерхностной области ДГ, структуры точечных магнитных элементов на поверхности и их свойств, к началу наших исследований (середина I9S0-x годов) не было. Наиболее эффективны:.! методом исследования таких структур является магнитооптический метод микронного разрешения.

Изложенное выоо позволяет сделать вывод о тол, что тема диссертационной работы, посвященной магнитооптическому исследовании приповерхностных магнитных структур, является актуальной.

Основные задачи диссертационной работы включали:

- магнитооптическое исследование поверхностного магнетизма на различных естественных гранях легкоплоскостных слабых ферромагнетиков о{ -FegOg и FeBOg;

- построение теории поверхностного магнетизма в СФ и выяснение природа поверхностной анизотропии в указанных кристаллах;

- экспериментальное исследование с помощью магнитооптического микромагкетометра тонкой структуры доменных границ на поверхности монокристаллов железа, в том числе в области выхода вертикальных блоховских линий (ВЕЛ) на поверхность;

- изучение процессов квазистатического смещения субструктурных элементов ДГ - ВЕ.1 и блоховских то зек (БТ) - во внешнем магнитном поле;

- изучение влияния размерности магнитных микроструктурнкх элементов - ДГ, BEI и БТ - на их коэрцитивную силу;

- исследование анизотропии, а также полевой и температурной зависимости магнитооптических эффектов в СФ с целью выяснения механизмов этих эффектов;

- развитие магнитооптических методов исследования магнетиков с целью решения перечисленных задач.

На зашиту выносятся:

- экспериментальное доказательство существования поверхностного магнетизма на базисных и небазисных гранях гематита, неба-

зисных гранях бората железа;

' - теория поверхностного магнетизма, в С5, результаты расчета магяитодипольного вклада в поверхностную анизотропию гематита и бората железа, вывод об определяющей ролл магнитодипольного вклада в поверхностную анизотропию указанных кристаллов;

- результаты исследований геликоидальной структуры в приповерхностной области гематита, в которых установлено, что на небазисных гранях кристаллов реализуется магнитный геликоид с регулируемым углом раствора от 0 до 80°;

- магнитооптический метод оценки глубины формирования отра-Еенной световой волны, основанный на использовании приповерхностной геликоидальной магнитной структуры; вывод, полученный с помощью предложенного метода, о том, что в области прозрачности глубина формирования значительно меньше глубины проникновения света в кристалл;

- вывод об однозначной связи тонкой структуры ISO0 ДГ на поверхности монокристаллов железа и направлением загиба границы

в припозерхностной области;

- экспериментальное доказательство существования трех типов точечных магнитных субструктурных элементов в приповерхностной области 180° ДГ: двух типов выхода ВЕЛ на поверхность и особенности типа блохсвской точки;

- экспериментальное доказательство, разбиения приповерхностной области 180° ДГ в железе на субдомены, отделенные друг от друга блоховскнми точками и выходами ВЕЛ, и'существования квазипериодического распределения ЕТ и ВЕД вдоль ДГ;

- вывод о том, что коэрцитивность магнитных субструктурных элементов в кристалле зависит от их размерности и существенно возрастает при понижении размерности при переходе от ДГ к ВЕЛ и от ВЕЛ к БТ; '

- результаты исследований взаимного превращения и аннигиляции субструктурных элементов 180° ДГ во внешнем магнитном поле;

- новый метод самосогласованного определения оптических и магнитооптических констант ферромагнетиков, основанный на измерении угловых зависимостей магнитооптических эффектов Керра, и результаты исследования с помощью этого метода тонкого переходного слоя на поверхности магнетиков.

Научная новизна диссертации определяется решением перечисленных выше, впервые поставленных задач физики поверхностных ыагни-

тных явлений. В работа обнаружен и исследован поверхностный магнетизм на естественных гранях монокристаллов гематита и бората колаза; построена теория поверхностного магнетизма з СФ; впервые наблюдалась ET в приповерхностной области 180° ДГ; впервые определено соотношение коэрцитивных нолей ДГ', ВЕЛ и БТ в одном кристалле; обнаружен аномальный рост коэрцитизностя при переходе от ДГ к. BEÏÏ и от ВЕЛ к ET, что позволило сделать вывод о связи к.оэрцитивности мпкроструктурных элементов с их размерностью; впервые изучена приповерхностная субструктура ISO0 ДГ в нитевидных кристаллах лелеза и установлено, что ока имеет кза-зипериодическлй характер с преимущественной последовательностью микроструктурных элементов типа -ЗЕЛ-БТ-НЕЛ-£Т-; впервые К2ййо- ' дались взаимные превращен:« и аннигиляция точечных микроструктурных элементез з приповерхностной области 180° ДГ з магнитном поле; предложен и реализован новый метод определения оптических и магнитооптических констант ферромагнетиков, основанный на измерении угловых зависимостей эффектов Керра; впервые экспериментально показано, что аномально большие линейные магнитооптические эффекты в СФ обусловлены не абсолютной величиной результирующего магнитного момента и его переориентацией, а переориентацией вектора антиферромагнетизма, сопровождающей деремагничн-ванпе СФ.

Достоверность и обоснованность полученных результатов и сформулированных выводов диссертации определяется надежностью созданного комплекса экспериментальных установок; высоким качеством изученных образцоз, аттестованных с помощью апробированных методов; проверкой воспроизводимости результатов, а тагам :îx хороши согласием с результатам;! авторов, позне проводивших исследования другим-'! методами на ряде аналогичных объектов.

Научная и практическая ценность диссертационной работы определяется тем, что ее положения и выводы вносят существенный вклад в развитие физических представлений о поверхностном магнетизме, о влиянии магнитного поля на приповерхностные магнитные структуры. Работа позволила расширить представление о возможных типах низкоразмерных магнитных, струкутрных элементов в ферромагнетиках - двумерных, одномерных и нульмерных - и их влиянии на магнитные свойства кристаллов. Развитая теория неоднородного приповерхностного магнитного слоя в СФ применима ц для ферро-, ферри- и а-:т;;ферро1.!агннткых кристаллов. Ваг-ноо зна-

чение имеет вывод о существенном вкладе магнитодипольного взаимодействия в поверхностную анизотропию С<5 кристаллов. Научное и практическое значение имеет разработанный метод-определения компонент тензора диэлектрической проницаемости магнетикоз из магнитооптических измерений, позволяющий, в частности, проводить экспресс-анализ качества обработки поверхности магнитных элементов, используемых в электронных устройствах. Практическую ценность представляет разработанный высокочастотный магнитооптический микромагнетометр, а также способ измерения магнитных полей в микрообъемах, основанный на использования магнитооптического датчика и магнитооптического микромагнетометра.

Апробация работа. Основные результаты, представленные з диссертации, докладывались на следующих конференциях, совещаниях, семинарах, школах и симпозиумах: международных конференциях по магнетизму "Магнетизм-и магнитные материалы" (Питсбург, 1976; Монреаль, 1982; Ванкувер, 1988); международном симпозиуме по магнитооптике (Харьков, 1991); всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Баку, 1975; Пермь, 1981; Донецк, 1985; Калинин, 1988; Ташкент, 1991); всесоюзных школах-семинарах -"Новые магнитные материалы микроэлектроники" (Ашхабад, 1980; Донецк, 1982; Ташкент, 1938; Новгород, 1990; Астрахань, 1992); всесоюзной конференции "Основные вопросы техники магнитной записи" (Вильнюс, 1984); всесоюзной конференции по электрохимии (Черновцы, 1988); всесоюзном семинаре по функциональной магнито-электронике (Красноярск, 1920); всесоюзном совещании по когерентному взаимодействию излучения с веществом (Симферополь, 1990); на научной конференции МГУ "Ломоносовские чтения" (1974,1990).

Публикации. По теме диссертационной работы опубликовано 78 печатных работ. Список основных публикаций приведен в конца автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит их введения, семи глав, заключения и списка литературы, содержит 319 страниц текста, включая 93 рисунка, 12 таблиц и список цитируемой литературы из 335 наименований.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введен:;;! обоснована актуальность темы, с-Тюр:,г/ляро5анн цель работа, основные положения, выносимые на зплиту.

Глаза I "Поверхностны:! магнетизм в легкоплоскостных слабых ферромагнетиках" посвящена экспериментальному и теоретическому исследованию поверхностного магнетизма на естественных гранях монокристаллов CZ d-Te-^O^ (гематит) и РеВОд (борат лкзлэза). В вводной части обосновывается выбор образцов и метода исследования поверхностного магнетизма. Указывается, что линейные отлагательные магнитооптические эффекты, в частности, эффекты Керра, являются адекватным средством изучения поверхностного магнетизма. Использование этих эффектов позволяет измерять полеЕые зависимости всех компонент намагниченности тонкого пряповэрхностяо-го слоя, толщина которого не превышает нескольких сотен ангстрем.

В § I.I дана кристаллическая а магнитная структура гематита и бората нелеза. Оба кристалла являются л с г ко пл о с ко о тннми СФ и относятся к одной и той. ке пространственной группе - . Магнитные свойства гематита и бсрата железа хорошо описываются з рамках феноменологической теории Дзялошинского [5].

В § 1.2 описаны основные линейные отражательные магнитооптические эф/фекты - полярный (ГЕЭК), меридианальный (МЗК) и экваториальный (ЭЗК) эффекты Керра, полярный (ГОЭ) и меридианальный (МЛЗ) интенсивностныэ магнитооптические эффекты, обсуэдаются свойства этих эфректоз, правила отбора для них и особенности использования каждого из эффектов при изучении процессов намагничивания поверхности кристаллов. Во второй часта § 1.2 описаны использованные образцы, ^онокристатлы гематита были выращены методом кристаллизации из раствора в расплаве. Состав, кристаллическая и магнитная структура образцов были исследованы методами химического, рентгеноструктурного и неЯтронографическего анализа [б]. О совершенстве структуры кристаллов свидетельствовало наблюдение в них большого сигнала ЯМР и резонанса ДГ [б]. Пригодными для магнитооптических исследований оказались только базисные грани (III) и небазисные грани типа (100) (индексы граней указали з ромбоэдрической установке). Грани типа (100) имэ-ли оптически совершенную зеркальную поверхность, на базисных гранях часто наблюдались полосы роста. Объемные кристаллы бората железа былл получены методом синтеза из газовой фазы [7].

Пригодными для магнитооптических измерений оказались базисные грани (0001) и небазискые грани типа (1014), (1120), (1123) (индексы граней указаны в гексагональной системе координат). Для оценю! степени совершенства кристаллов использовался рентгеновский метод дифракционного отрат.ения (метод кривых качания). Полуширина кривых на разных гранях составила 10-40 угловых секунд, что свидетельствовало о хорошем качестве образцов.

В § 1.3 описаны эксперименты, в которых был обнаружен и изучен поверхностный магнетизм в гематите и борате налеза. Изучение поверхностного магнетизма проводилось при комнатной температуре путем измерения ПЭХ, пропорционального нормальной к плоскости исследуемой грани составляющей намагниченности, и ЭЭК, пропорционального горизонтальной, перпендикулярной к плоскости падения света составляющей намагниченности, на естественных гранях кристаллов в зависимости от величины и ориентации внешнего магнитного поля. Для сравнения измерялись объектные кривые намагничивания. При исследовании граней типа (100) гематита было об-гаруяено, что приповерхностный магнитный слой ведет себя подобно одноосному ферромагнетику, хотя гематит является кристаллом с легкой плоскостью анизотропии. А именно, ЭЭК при ориентации поля бдоль линии пересечения плоскостей (III) и (100) (см.рис. 7в) был максимален и уменьшался до нуля (кривая I на рис.1) при повороте поля до направления перпендикулярного к указанной линии в плоскости (100), хотя составляющая намагниченности на это направление в объеме кристалла равна 0.53 Ш5. Нормальная составляющая намагниченности к плоскости (100) в объеме равна 0.84М-, в то время как эксперимент показал отсутствие ПЭК. Этот результат указывает на существование поверхностной магнитной анизотропии на грани (100) гематита с осью легкого намагничивания (ЛО), направленной вдоль оси [Olí], т.е. вдоль л;шии пересечения грачей (100) и (III) (см. рис.7в). Отметим, что намагничивание кристалла в объеме, и вдоль ЛО на поверхности практически завершается в поле Н ¿ 10 Э . Одноосная магнитная анизотропия наблюдалась также на небазисных гранях (I0Í4) бората келеза с 10, ориентированной вдоль направления перпендикулярного к линии пересечения плоскостей (1014) и (0001). Благодаря поверхностной анизотропии в магнитном поле возникает приповерхностный неоднородный магнитный слой, в котором происходит постепенный поворот атомных магнитных моментов от ориентации в объеме кристалла к

ориентации на поверхности.

С ростом поля вдоль трудной оси (ТО) наблюдается появление, а затем рост ЭЭК. Появление и рост ЭЭК вдоль ТО естественно объяснить постепенны:.', "стиранием" поверхностного магнетизма: поворотом Еектора I з поверхностном слое и появлением вслед- . стзие этого проекции намагниченности ( Ш.) к а ТО ( ¿Г = =(Мт-:,«2)/2 М , П73 =(Mj+M2)/2M - приведенные антиферромагнитянЗ и ферромагнитный векторы; М=)МТ| ^l.Mgl . гдэ Щ я ^ - намагниченности подрепетох гематита и бората железа). Кривая I на рис. 2 иллюстрирует зтот процесс на грани (1014) оората гглеза. Результаты, представленные на рис.2, позволяют сделать вывод о том, что на граня (1014) существует поверхностная одноосная магнитная анизотропия с критическим полем намагничивания вдоль ТО Нк= 1.6 кЭ, определяемы:.! теоретической кривой 3, методика расчета которой о.т'.сана з § 1.5. Медленное приближение крагой I к насыщению по сравнению с кривой 3 объясняется, по-зидямому, постепенным изменением формы магнитооптического сигнала от' формы близкой к синусоидальной к прямоугольной при возрастании поля. Измерение магнитооптических эффектов производилось модуляционным методом и регистрировалась перзая гармоника измеряемого сигнала. Величина первой гармоники при изменении формы сигнала от синусоидальной к прямоугольной увеличивается в 4/ÍT раз. На грани (100) гематита экспериментальная оценка величины поля 11л составила 18 кЭ. На гранях (1120) п (1123) бората железа с точностью, определяемой величиной полей размагничивания (~ 100 Э), эксперимент показал отсутствие поверхностной анизотропии.

Важную информацию о поверхностной анизотропии дает исследование ее температурной зависимости. Результата исследования полевых зависимостей ЭЭК на грани (1014) бората яелеза з интерзале от азотной температуры до температуры Нееля представлены з § 1.4. В этом интервале температур спонтанная намагниченность кристалла изменяется практически от сзоего максимального значения до куля. Эксперимент показал, что величина поля Н^ с ростом температуры изменяется пропорционально намагниченности подрекэ-ток.

В § 1.5 развита теория поверхностного магнетизма 05. Возникновение поверхностной магнитной анизотропии естественным образом объясняется понижением симметрия поверхностных магнитных ионов. Гематит и борат seлеза среди элементов симметрии емэот

выделенную ось Cg. На небазисных гранях выделенная ось отсутствует, что приводит к усложнению выражения для энергии поверхностной магнитной анизотропии по сравнению с объемной. В работе вычислен вклад «агнитодипольного взаимодействия ионов Ге®* в энергию поверхностной магнитной анизотропии (б") для всех типов граней гематита и бората Еэлеза-, изученных экспериментально. Вклад дальнодейотвующего ыагкитодипольного взаимодействия определялся как разность мезду магнитодипольной энергией ионов у поверхности и в глубине кристалла. Существенно, что поверхностная магнитодипольная энергия в гематите шлют иметь два значения в зависимости от типа ионов - 1(3) или 2(4) - в поверхностном слое (см. элементарную ячейку гематита [5]). Ниже приведены рассчитанные плотности энергии поверхностной анизотропии (в эрг/см2) на грани (100)_гематкта для двух типов окончания (Т = 300 К) и на грани (1014) бората железа (Т = О К):

б'цоо) = -o.isinVowy + o.isuiVsiftV -

- 0.01 cos V - 0.25 sin9'coS&'$Ln<p' f

& (100) = 0.24 Si«VCOS^?' - 0.03sM&itfy'-

- 0.21 COS^e' + 0.04 sin&'cosd'sin<p' , (I)

6Ц014) = -^-043 siri^'costy + O.OI5sfoZe'stf)Zlp'-

- 0.032 COSV + 0.077SLhe'cOSO'SuKp

t (2)

где 9 , if - сферические углы вектора С (см. рис.7в, ось х параллельна оси второго порядка, ось у лежит в плоскости симметрии кристалла). , , -г

Равновесные углы 6В и вектора I на поверхности грани при отсутствиии внешего магнитного поля определяются конкуренцией энергии поверхностной анизотропии и энергией неоднородного приповерхностного магнитного слоя, характеризующегося (без учета анизотропии в базисной плоскости) изменением угла Э от равновесного значения на поверхности до равновесного значения в объеме. Энергия неоднородного магнитного слоя ка единицу площади грани определяется выражением:

где к - обменный параметр, & - константа одноосной анизотропии с учетом взаимодействия Дзяло'линского, 5 - расстояние от поверхности грани до произвольной точки внутри кристалла. Вид функции &{§), минимизирующей энергию , определяется решением соответствующего уравнения Эйлера. В результате для бората железа и слабоферромагнитной фазы гематита имеем:

гдо = (^/О.)1^2, = (О.А )1//2 - параметры, определящие эффективную толщину и энергия неоднородного слоя. Оценки даат

= 2Л»т*сл, ~ 1.1 эрг/см2 ( с( -Ге203) (3)

К, = СМ-ИГ6«*. У. =1.8 эрг/см2 (ГеВОп) (4)

Для определения равновесной магнитной структуры на грани кристалла нуяно найти минимум суммы О и в зависимости от 8а и IРе . Отклонением угла 0о от Х/2 можно пренебречь, поскольку из (1),(2) и (3),(4) видно, что для существенного отклонения угла &д от 5"/2 требуется значительно болыззя энергия, чем энергия поверхностной анизотропии магяитодапольного прсисходценяя. Поскольку мы пренебрегли анизотропией з^азисной плоскости кристалла, то </£ определяется минимумом О. = &д =ЗГ/2, Расчет показал, что наблюдаемый поверхностный магнетизм объясняется с учетом энергии 6(юо) на грачи (100) гематита (I) а 6"(Ю14) ^ боРата железа (2).

Во .Енением поле возникает неоднородный магнитный слой, характеризуемый изменением угла ¡0' при удалений от поверхности э глубь }фисталла. Энергия этого слоя определяется выражением

& = О-ыХо), (5)

где М5= М^ч!,^ - спонтанная намагниченность, На. - проекция поля на базиснуа плоскость кристалла, Хв = Х/4 + </'/'2 - $'/2, ^ -угол мезщу направлением Н^ и осью х (см. рис.7в). Формула (5) справедлива при условии Н^ « Н^ , где Нд - поле Дзялошннского. Для бората железа (Н«~100 кЭ) это условие справедливо до полно-

го стирания неоднородного слоя по углу ••f з поле H¿. Б случае гематита (Ho¡ = 22 кЭ) при значениях поля близких к Нк~20 кЭ нуЕно учитывать дополнительный скос магнитных подрешеток сод действием Екешего пол,«.

При 6 =jí/2 энергию поверхностной анизотропии (см. (1),(2)) иохно представить в виде

a.ssm\p' -ь 4simf!cos,

где , - константа поверхностной анизотропии. Угол определяется из уравнения Ъ (^ + 6" )/dfa = 0, которое для грани (1014) бората келеза имеет вид

-Z Sin(T/J¿ --f 0S SÜ7(6)

Определим величину критического поля IL, стирающего неоднородный слой. При Н^ч-Hjj ifo->jT/2. При атом (6) дает

H.¿ - (4/A (7)

При Т =• О К для грана (1014) Н.. = 1.1 кЭ. Учитывая температурную зависимость величин к , Ms и ЬЦ, при комнатной температуре для грани (1014) получаем F^ 750*Э . Для других небазисных граней бората гелеза расчетная величина ÍL. составляет ~ 100Э. Для грани (100) гематита расчетная величина ноля Н^. составила 23 кЭ.

Эффективная толщина неоднородного слоя fi^i определяется еы-ратсешшш

¿^ = 12//нГ £mkmJ - гематит (8)

, 2/i/h^1 [мк:.:] - борат железа (9)

При Ht = 1003 <5^, = 1.2 мкм для гематита и 0.2 мкм для бората железа. Оценка (9) для согласуется с измеренной методом мессбауэровской спектроскопии толщиной неоднородного приповерхностного слоя на базисных гранях кристаллов FeBOg, обусловленного наведенной поверхностной анизотропией [б].

Уравнения (6) и (7) при известном значении HJr позволяют определить зависимость от магнитного поля ориентации спинов на поверхности кристалла tpj (H¿) при его намагничивании вдоль ТО:

-/¡¡¡ш (т/4 - -f (\(TK¡4) sin Ц1 = 0 (ю)

Это уравнение можно использовать и для решения обратной задачи: по известной экспериментальной кривол намагничивания определить значенне Нк. Раосчитачнач с использованием (10) при Нк = 1.6 кЭ кривая намагничивания поверхностного слоя (кривая 3 на рис.2) хорошо согласуется с экспериментальной кривой I на рис.2 для грани (1014) в начальной и средней частях. Расхогхдение теоретической и экспериментальной кривых при К^.~ HR уже обсу.тдатось.

Значение .для грани (1014), вычисленное по формуле (10) с использованием магнитодипольной константы поверхностной анизотропии Qs при комнатной температуре, в два раза меньше экспе-риментачьного значения. Направления ТО и ЛО в эксперименте и теории совпадают. Оценки показызают, что значительное влияние на величину fls мох:ет окалывать релаксация поверхности (изменение расстояния мезду атомными слоями на поверхности по сравнении с объемом). Отсутствие поверхностной анизотропии на гранях (1120) и (1123) согласуется с теоретическими оценками поля Нк для этих граней.

В целом модно констатировать, что при учете поверхностной анизотропии магнитодипольного происхоздения удается правильно указать направления ТО и ЛО на небазисных гранях гематита и бората железа, получить правильный порядок величины поля Н,. а описать температурную зависимость критического поля.

В § 1.6 описаны эксперименты, в которых обнаружена поверхностная одноосная магнитная анизотропия на базисных гранях гематита с критическим полем Hv ~ I кЭ. Неожиданное появление одноосной ачпзотрогг.м, запрещенной, вообще говоря, из-за наличия среди элементоз симметрии на базисных гранях оси Сд, объяснено наличием ступеней роста на этих гранях. На боковых поверхностях таких ступеней, которые представляют собой небазисные граня, должна существовать поверхностная одноосная анизотропия, что и приводит к появлению одноосной анизотропии на базисных гранях.

Глава 2 "Приповерхностные геликоидальные магнитные структуры" посвящена исследованию параметров приповерхностных магнитных структур геликоидального типа, обусловленных поверхностной анизотропией, в магнитном поле и использования этих структур для оценки глубины формирования отраженной сзетовой еолны.

Поскольку в объеме гематит намагничивается практически до насыщения в поле Н <, 10 Э , а поле Нк составляет ~1 кЭ для граней (III) и ~20 кЭ для граней типа (100), то в слабых полях (-4.0 Э)

при ЩЛО угол мегду направлениями спинов на поверхности и в объеме кристалла должен быть близок к 90°. Однако измерение магнитооптических эффектов, обусловленных компонентой намагниченности параллельной JI0, при Ki ЛО показало, что результирующая намагниченность вдоль ЛО в приповерхностном слое равна нулю. Это объясняется тем, что энергия приповерхностного слоя при Н±Л0 вырождена относительно направления поворота спинов в слое. Поэтому приповерхностные слои в противоположно намагниченных доменах энергетически эквивалентны. Если не намагничивать образец в направлении близком к ТО, то вследствие наличия поверхностной анизотропии должна существовать компонента намагниченности перпендикулярная к полю.

Б § 2.1 магнитооптическим методом исследованы параметры геликоидальной магнитной структуры на базисных и небазисных гранях гематита в зависимости от ориентации и величины магнитного поля. Установлено, что на базисных гранях реализуется припозерхност-ная геликоидальная магнитная структура с максимальным углом раствора сшшов в объеме и на поверхности кристаллов 50-60°. Угол раствора может регулироваться путем изменения ориентации магнитного поля и его величины. Приповерхностный геликоид имеет струк-• туру типа блоховской ДГ. На небазисных гранях гематита типа (100) реализуется приповерхностный магнитный геликоид с максимальным углом раствора сшшов ~80° со структурой близкой к структуре границы Нееля.

В § 2.2 предложен магнитооптический метод для оценки глубины формирования отраженной световой волны (Í ). Насколько нам известно, экспериментальные методы определения глубины формирования отсутствуют. Теоретические оценки размера этой области такхе неопределенны. Так, например, в монографии Кизеля [9] предполагается, что для прозрачных сред глубина формирования определяется длиной когерентности света, для другого предельного случая -сильно поглощаацих сред - глубиной проникновения света. Предложенный метод основан на использовании приповерхностной геликоидальной магнитной структуры срегулируемой внешним полем эффективной толщиной (<5^,1 ). Измерения выполнены на небазиснои грани гематита (100) в поле К = 5 кЭ. Величина Н^ при этом составила 2.5 кЗ,а 0.3 мкм (см. (8)). Эксперимент показал, что I не совпадает с глубиной проникновения сзета(А),Например, в области относительной прозрачности при А ~ I мкм (длина волны света),

где ¿ ~ 20 мкм, L < 0.3 мкм.

Глава 3 посвящена магнитооптическое исследованию приповерхностной структурч 180° ДГ в нитевидных монокристатлах. железа.

В § 3.1 приведен обзор основных типов ДГ и субструктурных эле;.'.ентоз ДГ - блохозских линий и БТ. Рассмотрено влияете размеров ферромагнитного образца на структуру ДГ, особое внимание уделено структуре ДГ в приповерхностной области. Обсуяцаются экспериментальные методы исследования структуры границ на поверхности. Отмечается больпая роль, которую сыграл порошковый метод в изучении доменных структур и структуры ДГ. В настоящее время на первый план при изучении структуры ДГ на поверхности выали магнитооптический метод микронного разрешения и микроскопия вторичных снинполяризозанных электронов.

§ 3.2 посвящен методическим вопросам и описанию образцов. Описан усовершенствованный магнитооптический микромагнетометр (!ЮИ) с рабочим диапазоном частот I Гц - 30 МГц, в котором применена оригинальная схема регистрации на высоких частотах. Чувствительность МОММ повышена на порядок по сравнению с установкой в работе [з] , что поззоляет_измерять относительное изменение интенсивности света 10"^ пз.ч исследовании участка поверхности магнетика площадью ~ I мкм^. Регистрация сигнала производится автоматически, причем одновременно измеряется его амплитуда и фаза. Ка частотах выше 100 кГц сигнал измеряется методом фазового детектирования на пониженной частоте. Понижение частоты опорного и измеряемого сигналов производится гетеродинным методом. Нине 100 кГц измерение проводится обычны-м методом фазового детектирования. Чувствительность установки (~10 ) сохраняется постоянной в диапазоне частот 20 Гц - 30 МГц, на частоте I Гц она составляет

В качестве образцов для исследований были выбраны нитевидные монокристаллы железа, что обусловлено высоким совершенством их кристаллической структуры как в объема, так и на поверхности. Основная часть исследований была проведена на образцах, выращенных нами методом водородного восстановления хлористого железа по Бреннеру.Для экспериментов отбирались кристаллы с оптически совершенными гранями квадратного сечения со стороной cf = 30 +200 мкм и длиной L = 2+10 мм. Нитевидные кристаллы железа квадратного сечения имеют ось роста типа [lOO] и боковые грани типа (100). Исследования проводились на образцах, содержащих одну

180° ДГ, расположенную в центре вдоль оси кристаллов и параллельную боковым граням. Совершенство структуры кристаллов было подтверждено магнитооптическим исследованием колебаний ДГ в переменном поле параллельном оси кристаллов, которое показало, что коэрцитивное поле ДГ в них не превышает нескольких тысячных доле;": эрстеда.

Б последней части § 3.2 описан разработанный нами магнитооптический метод исследования уединенных магнитных элементов предельно малых размеров. Метод основан на изучении дифракционной картины, создаваемой указанными элементами, и позволяет измерять эффективные размеры элемента и эффективные значения всех компонент намагниченности в нем. Недавно метод был успешно использован в работах Кринчика и Чепуровой при исследовании ДГ в ферритах-гранатах.

В § 3.3 с использование:.; МСШ изучена приповерхностная структура 180° ДГ в железе. Различные компоненты намагниченности в ДГ исследовались путем измерения соответствующих магнитооптических эффектов при сканировании входного окна ФЭУ размером 0.2* 3 мю.г поперек ДГ. Измерение производилось при небольших амплитудах колебаний ДГ, возбувдаемых переменным полем Ну (используемая система координат показана на рис.3, оси х и у которой параллельны, а ось Z перпендикулярна поверхности образца, ось у при этом параллельна ДГ). Впервые экспериментально исследовано распределение трех компонент намагниченности в 180° ДГ на поверхности. Наблюдаемая структура ДГ согласуется с моделью асимметричной блоховской границы Хуберта [4]. Обнаружена тонкая структура в распределении неелевской компоненты намагниченности NL,. Тонкая структура проявляется в налички дополнительного малого экстремума сбоку от двух основных экстремумов на кривой ЭЭК, обусловленного компонентой f.t^ в ДГ (см. кривые ЭЭК на рис.3 справа). Установлено, что малый экстремум по отношению к основным экстремумам всегда расположен в стороне противоположной к направлению асимметричного загиба ДГ на поверхности.

В § 3.4 описаны результаты экспериментов, в которых были обнаружены три типа точечных магнитных структурных особенностей в приповерхностной области 180° ДГ, представляющей собой одномерное образование типа горизонтальной неелевской линии (ГНИ). Поскольку энергия ДГ не зависит от направления ее загиба, то это приводит к тому, что приповерхностная область ДГ мокет разбивать-

ся на субдомены - участки с различили знаками неелевской составляющей намагниченности и/или направления загиба.

Мс:кно представить себе три типа принципиально различающихся особенностей, которые иллюстрируются на рис.З. Все три типа особенностей обнаружены экспериментально. Справа на рис.З показаны кривые ЭЗК, с помощью которых эти особенности были идентифицированы. Наблюдались два типа выхода ВЕЛ на поверхность. Для одной из особенностей направление загиба ДГ с разных сторон от ВЕЛ одинаково (ВЕЛ—I), для другой - различно (ВЕЛ-2). Так как з объеме кристалла знаки М, в ДГ с разных сторон от ВЕЛ различаются, то на поверхности в первом случае знаки Мх с разных сторон от ВЕЛ разные, а во втором - одинаковые. Особенность типа ЕТ представляет собой мякроструктурный элемент, разделяющий субдомены в приповерхностной ШЛ при неизменной полярности ДГ в объеме. Кроме того, при движении вдоль ДГ через ВЕД в случае ВЕЛ-I бокового смещения ДГ на поверхности на происходит, а для ВЕЛ-2 такое смешение составляет "0.4 мкм, как и в случае БТ.

Из приведенной классификации точечных особенностей в приповерхностной области 180° ДГ следует, что они по разному должны вести себя в полях Нх и Н, . А именно: БТ должна смещаться в поле Нх и покоиться в поле Н^ , ВЕЛ-I и ВЕЛ-2, напротив, должны смещаться в ту или иную сторону в поле Ну в зависимости от его знака и практически не двигаться з поле Нх. Эксперименты, выполненные в магнитных полях различной ориентации (гл.4), подтвердили эти выводы.

В § 3.5 описаны эксперименты, в которых была восстановлена приповерхностная субструктура 180° ДГ. Основным параметром, характеризующим субструктуру, является расстояние мезду соседними ВЕЛ (Т). Мезду ВЕЛ расположена, как правило, одна БТ. Т увеличивается с ростом толщины кристаллов. Субструктура является периодической, так как имеется разброс значений Т вдоль ДГ. Относительная величина флуктуаций Т спадает при уменьшении толщины образцов. Наиболее часто встречались участки типа -ВЕЛ-БТ-ЕБЛ-БТ-, их последовательность могла прерываться одним или несколькими участками типа -ВЕЛ-ВЕЛ-. Выходы блоховсклх линий типа ВЕЛ-2 встречались рейс, чем ВЕЛ-I. Иногда' встречались группы из нескольких БТ, расположенных мезду парой ВЕЛ.

Глава 4 "Приповерхностная структура 180° ДГ монокристаллов гелеза в магнитном воле". В § 4.1 приведен краткий обзор экспе-

риментальных и теоретически:-: работ, посвященных исследованию поведения субструктурных элементов ДГ в постоянных и переменных магнитных полях, обсугкдаются экспериментальные методы, используемые для решения этой задачи, и отмечается, что наибольшее распространение получили магнитооптические методы. Коэрцитивная сила (Нс) ДГ и БЕЛ часто определяется с помощью трансляционных экспериментов, в которых измеряется зависимость скорости ДГ или БЕД от величины приложенного поля. Показало, что для определения Нс могло такие использовать экспериментальную зависимость алпли-туды колебаний магнитного структурного элемента от амплитуды внешнего поля.

Последний из указанных методов в § 4.2 использован для измерения Нс ДГ, ВЕЛ и ET в одном и том ко кристалле железа. Колебания ВЕД возбуждались переменным полем Нг, БТ - полем Нх. Оказалось, что коэрцитивное поле магнитных микроструктурных элементов зависит от их размерности. Уменьшение размерности микроструктурных элементов на единицу при переходе от ДГ к БЕЛ и от ВЕЛ

к БТ приводит к возрастанию Н„ на 1-2 порядка.

* •<__

В § 4.3 установлено, что при наличии колебаний ДГ, возбуждаемых полем Ну, коэрцитивное поле ET Ш^) уменьшается и его эффективное значение (Н^*) зависит от амплитуды колебаний ДГ (Ад,),

Аналогичный эффект уменьшения коэрцитивного поля при наличии ко-

■рр

лебаний ДГ наблюдался и для BSI .^Измерена зависимость от д др. Наиболее быстрое спадание н]р наблюдается при изменении Ддр в интервале 0*2 мхм. Обнаруженный э.гйект был объяснен тем, что максимальный вклад в Нс дают флуктуации плотности деректоз кристалла с длиной волны порядка характерного размера микроструктурных элементов 8"v (где мкм - эффективная елрлна ДГ в объеме железа). Поэтому при колебаниях ДГ, в которой локализованы исследуете ВЕЛ и ET, с амплитудой порядка S^ происходит усреднение этих флуктуаций и, как следствие, резкое уменьсение коэрцитивности ВЕЛ и БТ.

В зависимости от величины Нх и ^ др мояно выделить три области, характеризующие различное динамическое поведение ET. Вьне •ст

прямой Н^. = Hç в координатах (Ддр,Нх) расположена область надбарьерного двнесения ET (область^!). В области 2, ограниченной прямой ILj, = F.f и кривой Нх = Н^ САдр), движение ET возможно только при колебаниях ДГ. Ниге пороговой кривой H^H^pi Дд.) (область 3) БТ покоится. В области 2 спектр колебаний ET имеет

релг.ксационны!1 характер в зависимости от частоты поля Н^. Релаксационная частота () колебаний ЕТ зависит как от Ддр, так и от величины поля Нх. Участкам области 2, прилегающим к пороговой кризой, соответствуют малые значения jv , а при удалении от этой кривой jz возрастает. Путем вариации параметроз Нх и Адт удалось получить спектры с 10 Гц.

В § 4.4 исследовано смещение ЕТ и ВЕЧ в постоянном магнитном поле, а таку.о взаимные превращения и аннигиляция макросгруктур-ных элементоз в приповерхностной области 180° ДГ. При наличии колебаний ДГ с амплитудой <5^, реализуется актизационный

ретам перемещения ЕТ я 3EJI в полях Нх и Н2, при котором коэрци-тивность ЕТ и ВЕЯ подавляется и их смещение во внешних постоянных полях обратимо.

3 поле Нх происходит снятие выроздения энергии приповерхностной ПИ относительно знака кеелевской компоненты намагниченности, что приводит к перемещению ЕТ и увеличению субдомена ПИ, в котором знаки неелевской компоненты и поля совпадают. Типичный процесс обратимого смещения ЕТ, расположенной мезду двумя ЗЕЛ, в поле К^ иллюстрируется кривой 3 на рис.4. Схематически процесс сближения ЕТ и ВЕЛ в поле Нх представлен на рис.5в. Дифференциальная восприимчивость участка ГРЛ ме:кду двумя ВЕЛ, обусловленная смещением ЕТ, характеризуется коэффициентом к*р = = ЗТ(НХ)/Э Hv, где Т - расстояние мезду ЕТ и БЕЛ. Величина к^ зависит от толщины образцов, периода субструктуры и на линейном участке кризой КК^,) изменялась в пределах 0.1-2 мкм/Э.

Аналогично случаю с приповерхностной ГН.1 в поле в поле Н2 происходит снятие вырождения по энергии соседних субдсменоз ДГ в объеме, что приводит к смещению ВЕЛ. Этот процесс иллюстрирует кризая 2 на рис.4 и рис.56. Измеренная величина к^^ =ЗТ/ЗН2 (Т - расстояние мезду дзумя ВЕЛ), характеризующая восприимчивость ДГ в поле Е,, на линейном участке кршЗЬй Т(КХ) изменялась в различных кристаллах и субдоменах в пределах 0.1-2 мкм/Э.

3 достаточно больших полях Hj, и й^ мозно наблюдать сближение, ашшгиляцка и взаимные превращения микроструктурных элементов. Кривая I на рис.4 описывает процесс сближения и аннигиляции двух ЕТ при возрастании Нх. Рис.5а иллюстрирует этот процесс. Аннигиляция БТ происходит в полз Н^. = 170 Э . Аннигиляция двух БЕЛ (БЕЛ-1 и ВЕЛ-2), процесс сближения которых описывает кривая 2 на рис.4 (см. также рис.56), произошла в поле 215 Э , в ре-

зультате чего образовалась БТ. Измерения показали, что зависимости T(HZ) и величины полей аннигиляции практически совпадают в случаях пар ВЕЯ-1 и ВБЛ-1, ВБЛ-1 и ВЕД-2, БЕЛ-2 и ЗЕЛ-2.

Процесс сближения ВЕЛ-1 и ЕТ в поле Нх описывается кривой 3 на рис.4, причем движется только БТ, а БЕЛ остается при этом неподвижной. Сближение продоллсается до расстояния мегхду нили Т ~ I при Н^ ~ 400 Э . При дальнейшем увеличении поля в образце происходит скачкообразный фазовый переход, з результате которого приповерхностная область кристалла перестраивается: отдельные участки поверхности намагничиваются в направлении Нх. Визуальное исследование, проведенное с помощью МЭК, показаю, что участки поверхности, намагниченные вдоль оси х, располагаются поочередно с разных сторон от 180° ДГ. По-видимому, при намагничивании кристалла в направлении оси х отрезки приповерхностной ГгШ, в которых знак пеелезской компоненты намагниченности совпадает со знаком паля, выступают в качестве зародышей намагничивания приповерхностной области кристалла.

Возможные превращения пар субструктурных элементов 180° ДГ показаны в табл.1. Символ "0" означает отсутствие субструктур-

Таблица I

ВЕЯ-1 ВЕЯ-2 ЕТ

БЕЯ-1 0 БТ

БЕЛ-2 БТ 0 BEJI-l"

БТ БЕЛ-2 BEE-I* 0

ных особенностей в ДГ. В эксперименте наблюдались все превращения, представленные в таблице за исключением тех, которые отмечены звездочками. Можно было бы схядать реализации отмеченных звездочками превращений в поле Н^, однако, как отмечалось, до слияния БЕЛ и БГ происходит перестройка приповерхностной структуры кристалла. Наблюдались и более сложные взаимные превращения (см., например, рис.5г и д). Пользуясь таблицей, можно предсказать результат взаимных превращений при сближении не только двух, ко также трех и большего числа структурных элементов. Для этого нужно рассматривать превращения последовательно, разбивая элементы на пары и определяя результат превращения каддой пары

по таблице.

Различие з процессах сближения пар БТ-БТ и ВЕД-ЕТ мояно объяснить тем, что участок приповерхностной IIШ мезду двумя субструктурными элементами в первом случае с.-£'.мается под давлением соседних субдоменоз ГНЛ с двух сторон, а во втором - только с одной, поскольку ВЕЛ в поле Н^ не движется и стабилизирует положение своей приповерхностной части.

Глава 5 "Новый метод определения компонент тензора диэлектрической проницаемости магнетихоз.Исследование тонких слоев на поверхности магнетиков" посвящена развита» магнитооптических методов исследования и их применения для изучен:« поверхности реальных магнитных кристаллов»

3 § 5.1 проводится сбзор методов определения недиагональных компонент тензора диэлектрической проницаемости магнетиков (£). Кубический кристалл, намагниченный вдоль оси Е , характеризуется тензором £ с компонентам [ю]

Л

где все компоненты Е являются комплекстгди числам: £ ~ £ в • * \ » / $ = Вч - £ в2» & - Недиагональная компонента £ про-

порциональна намагниченности и ответственна за линейные по намагниченности магнитооптические эффекты. Определение параметров £^ и ¿2 3 области прозрачности проводят обычно путем измерения эффекта Фарадея и магнитного кругового дихроизма. В области сильного поглощения используются магнитооптические эффекты в отраженном свете, в частности, эффекты Керра [10]. Формула для ЭЭК имеет вид [ю]:

£ = а. &\ + о , (12)

где коэффициенты О. и О являются функциями- £и <р , Структура формул для ¡Ш а МЗК аналогична, т.е. эффекты линейны относительно ¿1 и £'2 [ю]. С целью определения и обычно измеряют ЭЭК при дзух значениях угла падения света: п $2 • вычисления , £3 1:3 экспериментальных значений ЗЭК необходимо знать диагональные компоненты £ р ^^ оптические константы Пи к магнетика (показатели преломления и поглощения света; £1 = я2 - К 2» £2 = 2пк ). этой цвлп

обычно используют литературные данные для tl и к . Погрешность полученных таким образом значений £j и оказывается довольно большой (до 70%, см. калрхмер [Ii]). Существенный вклад в погрешность определяемых значений £'j и £'2 вносит погрешность оптических констант.

Имеется еще одно важное обстоятельство, Елияэдее на точность

л

определения компонент тензора £ . Оно состоит в следующем. Формулы , используемые для вычисления П и к из оптических измерений, получены в предположении о том, что отражающая поверхность кристалла является идеальной плоскостью. В действительности же на поверхности всегда имеется дислокации, загрязнения и микрорельеф, обусловленный процессом обработки. Кроме того, изменение симметрии внутреннего поля вблизи поверхности создает особую приповерхностную структуру вещества [9]. Эти фактора приводят к тому, что оптические измерения в отраженном свете дают информацию об эффективных значениях Пик, которые, вообще говоря, отличаются от истинных значений. То же самое можно сказать относительно недла-гональных компонент тензора £ , получаемых из магнитооптических измерений. Однако, как указывалось, погрешность полученных значений £ j и ¿g обусловлена не только погрешностью магнитооптических измерений, но в сильной степени и погрешностью используемых в расчетах оптических констант. Поэтому для повышения точности определения недиагональных компонент тензора ¿^ может быть использован самосогласованный расчет всех компонент £ только из магнитооптических измерений. Поскольку ЭЭК определяется как диагональными, так и недкагональными компонентами тензора £ , то проведение четырех и более независимых магнитооптических измерений позволяет в принципе определить все указанные компоненты. Коэффициенты CL и $ имеют существенно различающиеся зависимости от угла (р , т.е. уравнения(12) при различных линейно независимы. Поэтому измерение угловых зависимостей эффектов Керра позволяет получить достаточное число независимых уравнений для расчета £ j, £2, £'1 и £2.

В § 5.2 обсуждаются особенности описанных в дачной главе экспериментов и использование образцы. Для решения поставленной задачи важно уменьшить угловую расходимость свзтового пучка и повысить точность установки угла падения света на образец, причем последняя определяется в основном угловой расходимотью пучка. Угловую расходимость пучка света, получаемого с помощью монохроматора, не

удается сделать мень:::е те:.: 1°. Поэтому в качестве источника света били использованы лазера: ЛГ-52 Ц - 0.63 мхм) и ЛШ-П (Д = 0.44 мкм). Угловая расходимость пучков составляла 5-10 . 3 качестве образцов использовались монокристаллы ертсферрита иттрия (УГеОд), иттриевого феррита-граната (УдГе^О^), Мп2п -ферритов-алинелей, а также образцы поликрнстатлического никеля, никелевые пленки, приготовленные путем вакуумного напыления на стеклянную подложку и путем электрохимического ссаждения никеля на медный электрод.

В § 5.3 описан ноеый метод определения диагональных и недиаго-нзльных компенент тензора £ , основанный ка использовании экспериментальных угловых зависимостей эффектоз Хэрра. Затем предложенный метод применен для исследования ферромагнитного никеля и ряда ферродиэлектриков. Суть метода состоит в еледумцем. Пусть имеется // экспериментальных точек на угловой зависимости ЭЗК. Пусть А[= - ( + - отклонение экспериментального значения ЭЗК (ВО при = ф- страссчитанного по формуле (12) для известных £ о. 3 пусть

* ^ 1

5 = 2 Аь <13)

Минимум й относительно £'^ и £ 2 определяется уравнениями 35/а£'х = о, д£/д£'г

= 0. Решая систему этих линейных относительно ¿1 и ¿2 уравнений, подставляем полученпые выражения для £]■ и ¿2 3 (13) и вычисляем величину 5 для различных значений В 2 113 ограниченной области изменения этих переменных (как правило, эта область определялась следующими условиями: -10<с <10, 0 < £ 2 < 15) с целью нахождения пары £ ^ и £2» мянимизи-рущей 5 . Таким образом, решение задачи сводится к численному отысканию значений ¿2» £ I £2» осуществляющих минимум 5. Расчет проводился с использованием ЭВМ. Поскольку структура формул для ГОК и МЭК та<ая же, как и для ЭЗК, то вычисление компонент тензора £ с использованием угловых зависимостей ПЭК и ЖК проводится также, как и в случае ЭЗК.

На рис.ба точками представлены угловые зависимости ЗЭК, >2К и ПЭК в УГе03 и ЭЗК в /Уд и с( -х^Од, измеренные при А = 0.44 мхм, а на рис.66 - ЭЗК,-МЭК и ПЗК в У?е03 при X = 0.63 мкм. Сплошные кривые построены по формуле (12) для ЭЭК и соответствующим формулам ддя МЭК и ПЭК с использованием компонент тензора с и оптических констант, полученных по описанной выше методика и представленных в табл.2. Для ряда образцов оптические константы была по-

лучены независимо путем измерения отношения коэффициентов отражения света для р- и S -поляризаций (1рЛ5) при двух углах падения света (60° и 80°) [9]. Значения Пик, полученные из оптических измерений, представлены в табл.2 в скобках. Как видно из таблицы, компоненты тензора В и оптические константы, определенные из угловых зависимостей различных магнитооптических эффектов, хорошо согласуются мегзду собой. Аналогичные результаты (при X •= 0.63 и 0.44 мкм) получены и для образцов y^Fe^Oj^- Исследование показало, что предложенный метод имеет единственное решение. Кроме того, метод оказался эффективным при исследовании тонких слоев на поверхности магнетиков.

3 § 5.4 изучены магнитооптические эффекты вблизи угла Ерюсте-ра и влияние на них поверхностного переходного слоя. Оказалось, что величина показателя поглощения, определенная с помощью эффектов Керра в yFeOg 0.1 , см. табл.2), существенно превосходит значение к" 0.001 , полученное в проходящем свете. Этот результат был объяснен влиянием тонкого переходного оптического слоя к^ поверхности кристалла. Как известно, наличием переходного оптического слоя объясняется нарушение формул Френеля вблизи угла Ерюстера [9]. Нами получены формулы для эффектов Керра при наличии тонкого переходного слоя толщиной с/« X при угле Ерюстера, а такхе оценена его толщина на основании оптических и магнитооптических измерений (см. табл.3). Из таблицы видно, что оценки для

Таблица 3. Оценка толщины переходного слоя на поверхности УГеОд

Метод измерения ЭЗК МЗК ■ ПЭК' оптический

Толщина слоя 0.6.Ю"2А 0.7-Ю~2А 0.7.Ю~2Х Ы0~2Х

А , полученные с помощью различных эффектов Керра и из оптических измерений, согласуются мезду собой. Отметим, что переходный слой толщиной ~50 А приводит к уменьшению эффектов Керра при угле Ерюстера примерно на два порядка.

В области сильного поглощения влияние переходного слоя на эффекты Керра существенно меньше, однако и в этом случае при определенных условиях можно надело зарегистрировать его наличие, достоверность информации о переходном слое повышается в том случае, когда параметры слоя изменяются в процессе магнитооптических измерений. Такой эксперимент описан в § 5.5. Он состоят в измерении ЭЭК во время электрохимического окисления поверхности никелевого образца. Ешш измерены зависимости величины ЗЭК (<5") от потенциа-

ла образца (Е) при непрерывном изменении Е со скоростью 0.5 мВ/с в пределах от 0 до 2 3 относительно водородного электрода сравнения. На зависимости <3~(Е) при кк) = 2 эЗ могкно выделить.ряд участков. После первоначального сличения (Г при Е< 0.25 В наблюдается три волны роста сГ при потентатах соответственно Е > 0.25 , 1.0 и 1.5 В. Согласно литературным дачным, область потенциалов от 0 до 0.25В соответствует окислению адсорбированного на поверхности никеля водорода, в области от 0.25 до 1.25В происходит образование окисла №(011) 2, при Е > 1.35 В появляется окисел /Л ООН, при Е > 1.53 происходит окисление МССН до

Тля количественного описания полугенных результатов была получена формула для ЭЭК при наличия тонкого переходного слоя на поверхности никеля:

8- = £ + и , (14)

0 4'

где - ЭЭК в отсутствие переходного слоя, с/ - толщина слоя, ¿^ - коэффициент , зависящий от оптических констант никеля, переходного слоя и электролита, магнитооптических констант никеля и угла падения света. С помощью формулы (14) были оценены толщины слоев Лй(0Н)2 (Е = 0.5В) и /ЛООН (Е = 1.35В), которые оказались равными соответственно 7 и 20 А , что хорошо согласуется с результатами оптико-электрохимических исследований, описанных в литературе.

В § 5.6 исследовано влияние микрорельефа поверхности на эффекты Керра. С этой целью были измерены угловые зависимости ЭЭК в образцах Мп -Кп ферритоз с различной иероховатостьп. Из угловых зависимостей ЭЭК были определены эффективные оптические константы образцов. Эффективное значение К возрастает с ростом шероховатости. Показано, что в первом приближении влияние микрорельефа поверхности на эффекты Керра эквивалентно влиянию переходного слоя на поверхности магнетика. Эффективная толщина этого слоя близка к значениям параметра , характеризующего среднее отклонение точек профиля микрорельефа от его средней линии.

...Глава 6 "Приповерхностные магнитные структуры з элементах магнитной электроники". В ней приведены примеры использования магнитооптических эффектов отражения при изучении магнитных элементов в устройствах современной электроники и об-суздается влияние поверхности на работу этих элементов.

В § 6.1 дан обзор работ, в которых устройства магнитной элек-

троники изучаются магнитооптическими методами.

В § 6.2 с помощью №.<"Л изучены магнитные видеоголовки. Впервые исследовано поведение намагниченности в приповерхностной области магнитопровода видеоголовок в частотном диапазоне 20 Гц -30 МГц. Обнаружен ряд особенностей в процессах намагничивания сендастовых головок: повышенная коэрцитивность приповерхностного слоя магнитопровода; расширение области перемагничивачия параллельной составляющей магнитопровода вблизи зазора на порядок при увеличении частоты от 20 Гц до 30 МГц; уменьшение величины нормальной составляющей намагниченности на поверхности и области ее перемагяпчизанпя на порядок в том же диапазоне частот; наличие участков поверхности, характеризуемых резким изменением горизонтальной составляющей, которые ведут себя как дополнительные магнитные зазоры.

В § 6.3 с помощью МО ММ была восстановлена доменная структура магнитопровода тонкопленочных пермаллоевых головок, исследована приповерхностная структура 180° ДГ в пермаллое и был изучен процесс намагничивания магнитопровода в рабочем диапазоне частот (до 7 МГц). Структура 180° ДГ в пермаллое, как и в яелезе, соответствует модели асимметричной блоховской границы Хуберта. Эффективная ширина ДГ на поверхности в пермаллое больше, чем в гелезе.

В § 6.4 описан новый метод измерения магнитного поля в микрообъемах, основанный на использовании магнитооптического высококоэрцитивного тонкопленочного датчика и высокочастотного M0XJ. Основные характеристики метода: возможность измерения трех компонент магнитного поля, возмонность измерения' амплитуды и фазы поля, пространственное разрешение - 0.3 мкм, частотный диапазон -не менее 100 МГц.

Впервые измерено поле магнитных видеоголовок в диапазоне частот до 30 МГц. Поведение поля сендастовых головок характеризуется рядом особенностей: быстрое спадание величины поля с ростом частоты, неоднородность распределения фазы поля вблизи зазора. Особенности поведения намагниченности магнитопровода (§ 6.2), а также поля сендастовых головок с ростом частоты объяснены влиянием скин-эффекта.

Глава 7 посвящена изучению магнитооптических свойств С5. Результаты, полученные в этой главе, использованы в главах I и 2 при исследовании поверхностного магнетизма и приповерхностных геликоидальных с тру icy тр в СФ.

В § 7.1 приводится сбзор оптических и магнитооптических свойств ферродлэлектр::::сз.

В § 7.2 описана усовершенствованная спектральная магнитооптическая установка повышенно:! чувствительности (¿~I0~'), использованная в экспериментах, представленных в главах 1,2,3,5,7.

3 § 7.3 представлен эксперимент, который показал, что аломаль-но больпгло линейные .магнитооптические а^фэкты в СЗ обусловлены в основном вектором антиферромагнетизма I . Инея эксперимента состояла в том, чтобы осуществить измерение магнитооптического эффекта з гематите в двух случаях, когда результирующая намагниченность созпадаетпо величине, но з одном случае Еехтор антихерро-магнетизма изменяет свою ориентацию, а во втором - нет. Первый случай реализуется при перомагничпзании спонтанного магнитного момента ms (с:.;, рис.7а), btodoü - при перемагннчзванни наведенного внешним полем момента ITlj_ (рис.76). Заметим, что величина ПIjl сравнительно легко может достигать значений tVs , поскольку поле дзялошпнекого з гематите равно 22 кЭ. На рис.7в изображена ситуация, аналогичная 7а, для небазкеной плоскости гематита (100). 3 эксперименте сразннзалнсь значения ПЗК з случаях 76 и в, обусловленные, соответственно, нормальными к поверхности составляющим;! магнитного момента и . в матом поле на грани (100) при H-L(IOO) ПЭХ отсутствовал (из-за наличия поверхностной анизотропии на грани (100), см. гл.1), но при возрастании поля наблюдаюсь появление и рост эффекта (см. рис.8, кривая I). На грани (III) при К 1(111) ПЗК оказался равным нулю вплоть до Н - 13.5 кЭ (кривая 2 на рис.8). Этот результат, по нашему мнению, однозначно доказывает, что аномально большие магнитооптические эфхекты

—>г

в СФ определяются не абсолютной величиной Ш и его переориентацией, а сопровождающей перемагннчиванио Ws переориентацией всей спин-системы СФ, в том числе и его вектора антиферромагнетизма Í .

3 § 7.4 описаны эксперимента, в которых впервые измерены эффекты Керра з ближней инфракрасной области в СО d -Те 11 ЗТеОд, а также в ферромагнитном У3Ге5012- 3 этих исследованиях установлено, что линейные магнитооптические эффекты в С5, обусловленные перзымн кристаллически/л переходами в ионах ?е3+, не только сра-бнимы с линейными магнитооптическими эффектами з феррите-гранате иттрия, но и существенно их превосходят.

В § 7.5 з широком спектральном интервале измерены спектры ЭЭХ в гематите при разных значениях угла </> . На основании этих измо-

л

рений определены компоненты тензора £ гематита и вычислен ПЭК (oi0) в гематите в насыщении. С использованием©^ вычислено значение поля Нк = 18 кЭ на грани (100) гематита (см. гл.1), поскольку в достигнутых полях 13*14 кЭ) полного стирания поверхностного магнетизма наблюдать не удалось.

Впервые измерен квадратичный магнитооптический эффект в ферро-диэлектриках на примере гематита в широком спектральном диапазоне, включающем область сильного поглощения. Установлено, что величина магнитного линейного двупреломления света в гематите в видимой и ультрафиолетовой областях спектра на два порядка больше, чем в инфракрасной области. Дано феноменологическое описание эффекта, основанное на использовании выражения для плотности электромагнитной энергии ромбоэдрических СФ.

В § 7.6 описаны результаты экспериментов, в которых впервые исследована температурная зависимость ЭЭК во! -PegOg, УГеОд и ГеВОд в широких спектральном и температурном диапазонах. На основании температурных зависимостей ЭЭК сделан вывод о том, что в 03 при энергиях ниже 3 эЗ магнитооптическая активность обусловлена парными (экситон-магнонными и двухэкситоннимя) переходами в обменно-связанных ионах

В § 7.7 обсуждаются механизмы магнитооптической активности С5. На основании проведенных исследований сделан вывод о том, что взаимодействие "спин-чужая орбита", введенное для электронных переходов с переносом заряда [12] , являющееся аналогом взаимодействия Дзялопинского-|"ор/л, определяет магнитооптические свойства СФ не только в области переходов с переносом заряда, но и в области кристаллических переходов.

В заключении сформулированы основные результаты и выводы диссертационной работы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОЭД I. Обнаружен и исследован поверхностный магнетизм в ромбоэдрических легкоплоскостных слабых ферромагнетиках, гематите и борате железа, обусловленный поверхностной анизотропией.

Магнитооптическим методом измерено поле стирания поверхностного магнетизма на различных гранях кристаллов, которое на гранях (100) и (III) гематита составляет ~20 кЭ и —I кЭ, соответственно, а на грани (1014) бората железа Нк ~ I.S кЭ. На гранях (1120) и (1123) бората железа поверхностная анизотропия не обнаружена.

На основании исследований температурной зависимости поверхностного магнетизма ка гранях (101-1) бората :;:элеза установлено, что поле К,с пропорционально подрешзточной ка-лагкнленнссти кристалла.

2. Построена теория поверхностного магнетизма слабых ферромагнетиков. Показано, что эффективная толокна неоднородного присо-ззрхностнзго магнитного с.юя уменьпаэтся с ростом поля пр::блх?=-нно по закону Н-1^2.Рассчитан вклад магннтодияодькой энергии в поверхностную анизотропию. Учат магнитоднпольнсй энергии позволяет описать симметрию наблэдаемэй поверхностной анизотропии, получить правилынй порядок, величины поля ILj на небазисннх гранях гематита и бората хе/.еза, а такл-з описать те.таературзую зависимость поля Н.. в борате железа.

Существование поверхностной одноосной ."лгнитяой акизотрэпяп на базисных гранях гематита, запрошенной условиями симметрии на этих гранях, связывается с наличием микроскопических ступеней роста с кебазискнмн боковыми гранямн,

3. Установлено, что на базнсшсс гранях гематита реализуется приповерхностная геликоидальная магнитная структура с максимальным углом раствора спнкоз в объеме и на поверхности ~ 60°, а на небазисннх гранах типа (100) ~80°. Угол раствора регулируется путем изменения ориентация магнитного поля и его величины.

4. Предложен магнитооптический метод для оценки глубины формирования отраженной световой волны {¿'), основанный на использования приповерхностной геликоидальной магнитной структуры с р-з-гулируемой внешним полем эффективной толакной. Измерения, выполненные на гематите, показали, что И ::-з совпадает с глубиной про-кикновенпл света (L). 3 частности, з области прозрачности, где

L ~ 20 мкм (или ~ 20 А ), < 0.3 «км.

5. Обнаружена-тонкая структура 1£0° блохозской ДГ на поверхности монокристаллов хелеза. Установлено, что тонкая структура границы однозначно связана с направлением ее асимметричного загиба

в приповерхностной облает:!.

В асимметричной блохозской границе впервые наблюдались нульмерные структурные магнитные элемента: два типа особенностей, связанных с выходом ESS ка поверхность, л особенность типа блохозской точки. Появление различных точечных су бс труктур;-:кх элементов в приповерхностной области 180° ДГ обусловлено инвариантностью энергии границы по отношению к направлении еэ загиба и

знаку намагниченности в ней.

6. Впервые установлено, что приповерхностная область 180° ДГ в монокристаллах железа представляет собой одномерную микромагнитную структуру, разделенную на субдомены БТ и выходами ВЫ. Распределение БТ и ВБЛ вдоль ДГ имеет квазипериодический характер

с преимущественной последовательностью элементов типа -ВЕЛ-БТ--ЗБЛ-БТ-.

7. Коэрцитивное поле магнитных микроструктурных элементов зависит от их размерности. Уменьшение размерности элементов в нитевидных монокристаллах железа в ряду ДГ, ВЕЛ, БТ на единицу приводит к возрастанию Нс на 1-2 порядка.

8. При наличии колебаний ДГ величина коэрцитивного поля БТ и ВБЛ уменьшается. Этот эффект объясняется сгланиванием за счет колебаний ДГ эффективного потенциального рельеФа, в котором пере-

#"КТ нт ~

мешаются БТ и ВБЛ. В области Н£ < Н^ Н£ частотные зависимости амплитуды колебаний БТ, активируемых осцилляцияма ДГ, имеют релаксационный вид.

9. Исследованы процессы взаимных превращений и аннигиляции различных пар субструктурных элементов ДГ в приповерхностной области: БТ, ВБЛ-1 и ВЕЛ-2. Составлена таблица взаимных превращений пар субструктурных элементов, которая позволяет предсказать результат слияния произвольного числа злементоз.

10. Разработан новый метод определения оптических и магнитооптических констант ферромагнетиков, основанный на измерении угловых зависимостей эффектов Керра, позволяющий повысить надежность определения кедиагональкых компонент тензора диэлектрической проницаемости.

Установлено, что величина и угловая зависимость эффектов Керра чувствительны по отношению к свойствам тонкого приповерхностного переходного слоя кристалла и могут использоваться для оценки толщины и магнитного состояния указанного слоя.

Влияние микрорельефа поверхности на магнитооптические эффекты в первом приближении эквивалентно влиянию переходного слоя на поверхности магнетика.

11. Создан высокочувствительный магнитооптический микромагнетометр с частотным диапазоном I Гц - 30 МГц. Высокая чувствительность установки в радиочастотном диапазоне обеспечивается схемой фазового детектирования сигнала на фиксированной пониженной частоте.

Предложен метод измерении магнитного поля в микрообъемах, основанный на использовании магнитооптического высококоэрцитивного пленочного датчика и высокочастотного магнитооптического микромагнетометра. Основные характеристики метода: возможность измерения трех компонент магнитного поля, а также его фазы; пространственное разрешение - 0.3 мкм; предельный диапазон частот - не менее 100 ?.{Гц.

12. Впервые исследовано распределение намагниченности в приповерхностной области магнитопровода и магнитного поля з рабочем зазоре магнитных видеоголовок в частотном диапазоне 20 Гц -

- 30 !.{Гц. Обнаружен ряд особенностей в процессах намагничивания сендастовых видеоголовок и в поведении поля над ними. Особенности поведения намагниченности на поверхности магнитопровода, а также поля сендастовых видеоголовок при возрастании частоты в основном связаны с влиянием скин-эффекта.

13. Зпервые измерены магнитооптические спектры в отраженном свете в области прозрачности в гематите, иттриевом ортоферритз и иттриевом феррите-гранате. Обнаружены новые магнитооптические переходы в гематите и иттриевом ортоферрите,отождествленные с первыми кристаллическими переходами з ионах Ге^1". Установлено, что линейные магнитооптические эффекты в слабых ферромагнетиках, обусловленные первыми кристаллическими перехода/л з ионах Га3"*", аномально валики: они не только сравнимы с эффектами в фзрримаг-нитном ^з^О^. но существенно их превосходят.

14. Впервые экспериментально показано, что аномально больше линейные магнитооптические эффекты з слабых ферромагнетиках обусловлены не абсолютной величиной результирующего магнитного момента и его переориентацией, а переориентацией вектора антиферромагнетизма, сопровождающей пэремагничивание слабого ферромагнетика.

Рассматривая диссертационную работу в целом, можно сделать вывод о том, что она составляет основу нового научного направления - магнитооптика приповерхностных магнитных структур.

Основные результаты, изложенные в диссертации, опубликованы в следующих работах:

1. Кринчик Г.С., Хребтов А.П., Аскоченский A.A., Зубов В.Е.

Поверхностный магнетизм гематита.- - Письма з НЭТФ. 1973.

Т.17. Ii 9. С.465—470

2. Кринчик Г.С., Зубоз В.Е. Магнитооптические свойства слабых ■

ферромагнетиков. - Письма з ЕЭТО. 1974.Т.20.й 5.C.307-3I2

3. Кринчил Г.С., Зубов В.Е. Поверхностный магнетизм гематита. -ЕЭТЗ. 1975. Т.59. й 2(8). С.707-721

4. Зубов В.Е.а Кринчик Г.С. Магнитооптическое исследование субмикронных магнитных структур и элементов. - ФТТ. 1979. Т.21.

» 9. C.28I6-28I8.

5. Зубов В.Е. Методика магнитооптического исследования субмикрон-иых магнитных структур и элементов. - М. 1979. Деп. в ВИНИТИ, й 2816-79Деп. - 18 с.

6. Зубов В.Е., Кринчик Г.С., Лисков В.А. Поверхностная анизотропия и геликоидальная магнитная структура на базисных гранях гематита. - ЕЭТФ. 1981. Т.80. & I. С.229-234

7. Зубов Б.'Е., Кринчик Г.С., Лисков В.А. Магнитооптические свойства гематита*. - ЕЭТФ. IS6I. T.8I. Я 4(10). C.I48S-I497

8. Лысков В.А., Зубов В.Е., Кринчик Г.С. Приповерхностный магнитный геликоид ка небгзискых гранях гематита. - ФТТ. I9SI. Т.23.

. й 7. C.2I65-2I67

9. Кринчик Г.С., Зубов В.Е., Никитин Л.В. Исследование поверхности магнитооптическими методами. - Поверхность. Физика, химия, механика. I9S2. T.I. Я I. С.22-33

10.Кринчик Г.С., Зубов З.Е., Лысков В.А. Магнитооптическое исследование кристаллов с конами Ге^"*" ка отраженном свете в инфракрасной области спектра. - ФТТ. 1982. Т.24. C.37I6-37I8

П.Зубов В.Е., Лыскоз В.А., Исаев A.C. Локальное исследование поверхностной анизотропии гематита. - Тезисы 8-й всесоюзной школы-семинара "Новые магнитные материалы для микроэлектроники". Донецк. 1982. С.20В-209

12.Кринчик Г.С., Зубов В.Е., Лысков В.А. Проявление области формирования отраженной езетозой волны в магнитооптическом эксперименте. - Опт.и спектр. 1983. Т.55. Л I. С.204-205

13.Кринчик Г.С., Грибков В.Л., Зубов В.З., Лысков В.А., Таблин A.C. Определение оптических констант ферромагнетиков из магнитооптических измерений. - Опт. и спектр. 1984. Т.56. ß 3. С.468-471

14.3убов В.Е., Лыскоз В.А., Кринчик Г.С. Влияние зкеитон-фонон-ных и обменных взаимодействий ка магнитооптическую активность ортоферрита иттрия. - ФТТ. 1984. Т.26. Я 8. С.2335-2337

15.3убоз В.Е., Грпбкоз В.Л., Лыскоь В.А., Таблин A.C. Определение оптических и магнитооптических констант ферромагнетиков ка отваленном свете в области к « I. г Дел. в ВИНИТИ. 1984.

& 1619Деп. -7 с.

16. Грибков З.Л., Зубов В.Е., Кринчик Г.С., Лыокоа З.А., Ыучиев С.Г., Никаноров С.И. Исследование намагниченности на рабочей поверхности магнитных голозок магнитооптическим методом. -Техника кино и телевидения. 1984. й 10. С.53-54 ■

17. Кринчик Г.С., Никапороз С.'Л., Грибков З.Л., Зубов З.Е., Лыскоз В.А., Цучиев С.Г. Эффект "второго зазора" в магнитной видеозаписи. - В кн."Оснозные вопросы техники магнитной записи". Вильнюс: МПСС ССОР, НТО РЭС им. A.C.Попова, 1984. Часть I. С.44-46

18. Зубов В.Е., Кринчик Г.С., Таблин A.C. Магнитооптические эффекты вблизи угла Ерюстера. - Опт. и спектр. 1985. Т.59. J6 4. С.821-824

19. Зубов 3.S., Кринчик Г.С., Селезнев З.Н., Стругацкий М.Б. Поверхностный магнетизм бората железа. - ЕЭТФ. 1988. Т.94. й 10. С.290-300

20. Зубов В.Е., Кринчик Г.С., Кулаков А.Д. Экспериментальное обнаружение особенностей типа "блохозская точка" в доменной

. границе. - Письма в ЕЭТФ. 1988. Т.47. Je 3. С.134-135

21. Зубов В.Е., Кринчик Г.С., Кулаков А.Д. Структура доменных границ в приповерхностной области монокристаллов железа. -ЕЭТФ. 1988. Т.94. Ä 12. С.243-250

22. Зубов В.Е., Кринчик Г.С., Кудаков А.Д. Высокочастотный магнитооптический микромагнетометр. - ПТЭ. 1988.й 3. С.206-207

23. Зубов В.Е., Кринчик Г.С. Исследование зоны перемагничивания в окрестности зазора магнитопровода на высоких частотах. -Вестник МГУ. Физика, астрономия. 1989. Т.ЗО.й 6. С.57-62

24. Зубов З.Е., Кринчик Г.С., Селезнев З.Н., Стругацкий М.Б. Температурная зависимость поверхностной анизотропии бората железа. - ФТТ. 1989. Т.31. С.273-275

25. Зубов В.Е., Костюрин A.A., Кринчик Г.С., Таблин .A.C. О влиянии переходного слоя на магнитооптические эффекты вблизи угла Ерюстера. - Опт. и спектр. 1989. Т.66. ß 4. С.852-857

26. Zubov Y.Е., Krinchik O.S., Tablin A.S., Kostjurin A.A. Ma^netooptical techniques in self-consistent determination of optical and oagnetooptical constants of nagnetica. -Phy3.Stat.S0l.(a). 1990. V.119. P.297-306

27. Zubov V.E., Krinchik G.S., Seleznyov V.H., Strugatsky U.3. Near-surface magnetic structures in iron borate. - J. liagn.

Kagn.Mat. 1990. Y.66. ?.105-114

23. Зубов 3.E., Кринчик Г.С., Кузьменко C.H. Аномальная коэрцитивное ть блоха в с ко Я точки в монокристаллах железа. - Письма в ЕЭТФ. 1990. Т.51. Ге 8. С.419-422

29. Елкхпке А., Зубов В.Е., Кринчик Г.С., Кузьменко С.Н., îilHailaep Б. Магнитооптическое исследование интегральных пермаллоевых магнитных головок. - Письма в ST2. 1990. Т.16. 1Ь 8. С.16-19

30. Кринчик Г.С., Зубов 3.S., Архипов К.Г., Ротенберг 3.À., Модестов А. Д. Магнитооптическое исследование окисных пленок никеля. - Опт. и спектр. I9S0. Т.69. й 4. С.842-845

31. Зубов З.Е., Кринчик Г.С., Кузьменко С.Н., Мацкевич С.И. Исследование пространственного мнкрораспроделсния магнитного поля с помощью тонкопленочного магнитооптического датчика. -Письма в ЕГФ. 1930. T.I6. В 21. С.53-56

32. Зубов В.Е., Крднчи:-: Г.С., Кузьменко С.Н. Приповерхностная субструктура доменных границ в монокристаллах железа в магнитном поле. - ЕЭТФ. 1991. Т.99. К 2.*С.551-561

33. Зубов В.Е., Кузьменко С.Н., Мацкевич С.И. Влияние размеров

и формы нитевидных монокристаллов железа на приповерхностную субструктуру 180° доменной границы. - Письма з ГГФ. 1991. T.I7. й 4. С.24-28

34. Архипов К.Г., Зубов Б.Е., Таблкн А.С., Цесарский А.А. О влиянии ьакрорельефа поверхности на магнитооптические эффекты

. Керра. - Опт. к спектр. 1991. Т.71. И 3. С.490-493

35. Зубов В.Е. Температурная зависимость экваториального эффекта Керра в ГеВ03. - ФТТ. 1992. Т.34. В 7. C.2093-2I02

36. Зубов В.Е., Кринчик Г.С., Кузьменко С.Н. Взаимные превращения и аннигиляция макрострухтурных элементов в 180-градусной доменной границе железа. - ЕЭТФ. 1992. Т.102. îé 1(7).

С.235-242

37. Зубов В.Е., Кудаков А.Д., Маслоз А.И., Мацкевич С.И. Топография магнитного поля в микрозазорах магнитопроводов в диапазоне частот 1-30 МГц. - Письма в ЕТФ. 1992. Т.18..'в I9.C.I-5

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Зенгуил Э. Физика поверхности. - М.: Мир, 1990. - 536 с.

2. Heel L. L'anisotropie nagnetique superficielle et substructures d'orientation. - J.Kiys.Rad. 1954. V.5. H 4. P.225-239

3. Кринчик Г.С., Еенидзе О.М. Магнитооптическое исследование магнитных структур при микронном разрешении. - ЕЭТ5. 1974. Т.67. И 6. C.2I60-2I94

4. Хуберт А. Теория доменных стенок в упорядоченных средах. -IL: Мир, 1977. - 303 с.

5. Дзялоиинский И.Е. Термодинамическая теория "слабого" ферромагнетизма антлферромагнетикоз. - ЕЭТФ. 1957. Т.32. й 6. C.I547-I562

6. Восканян P.A. Выращивание беспримесных и частично замещенных монокристаллов гематита и исследование их свойств. - M.I972. Дисс.на соиск. уч. степ. канд. фяз.-мат. наук. Ин-т кристаллографии АН СССР

7. Zu'oov Y.Е., ¡Crinchik O.S., Selsznyov V.U., Strugat3ky а.В. Uear-ôurfacs nacnetic structures in iron borate. - J.EIasn.

. Magn.iiat. 1390. V.86. P.105-1U

8. Лабушкин В.Г., Руденко B.3., Саркисоз Э.Р., Саркисян В.А., Селезнев В.Н. Наблюдение наведенной магнитной анизотропии в поверхностном слое кристаллов ^7Fe30g. - Письма в ЕЭТЗ. IS8I. Т.34. & II» С.568-572

9. Кизель В.А. Отражение света. - М.: Наука, 1973. - 352 с.

10. Кринчик Г.С. Физика магнитных явлений. - М.: Изд-во Моск. . ун-та, 1985. - 335 с.

11. Кринчик Г.С., Артемьев В.А. Магнитооптические свойства Hi , Со и Fe в ультрафиолетовой, видимой и инфракрасной областях спектра. - ЖЭТ<5. 1957. Т.53. № 6. C.I90I-I9I2

12. Москвин A.C., Зеяков A.B. Природа магнитооптических эффектов в ферритах. - Деп. в ВИНИТИ. 1986. В 8305-86. - 26 с.

X, грлд

Рис.1. Угловые зависимости ЭЭК на грани (100) гематита (кривая I) и проекции объемной намагниченности (кривая 2) на направление поля при вращении образца в плоскости (100); Н = 100 Э, ет / = 0 Н |! [Oil]

10

0.5

О

0

5:--т^ /С -—-----------

/45

Нк i г

"Is

0.74

0.5 Q.25

4

HtK3

Рис.2. Кривые намагничивания на поверхности грачи (1014) бората железа, измеренные с помощью ЭЭК вдоль ТО (кривая I) и ЛО (кривая 2). 3 - расчетная кривая намагничивания поверхности вдоль ТО, полученная с помощью формулы (10) с параметром Нк= 1.6 кЭ. 4,5 - кривые намагничивания в объеме вдоль ТО и ЛО, соответственно (на рисунке кривые 4 и 5 совпадают). Ось ординат для кризых 1,3,4 - слова, для кривых 2,5 - справа

В5Л-1

потшость

КРИСТАЛЛА

f

f

-V

I * 0

■t

И

Рас.З.

ВБЛ-2

(

%

9

БТ

t ^ £

0,4 чхн

л \

Три типа точечных особенностей в приповерхностной области 180° ДГ в железе. Справа дани условные обозначения ВЕЛ-1, БЕЛ—2 и БТ, а таюг.е кривые ЭЭК, о помощью которых они идентифицируются в эксперименте

Рис.4. Сближение и аннигиляция (кривые I и 2) низкоразмерных структурных элементов 100° ДГ во внешних магнитных ' полях для кристалла с с/ = 50 мкм: I - две БТ в поло Нх, 2 - две ВЫ (ВБЛ-1 и ВЕЛ-2) в поле Нг , 3 - БТ и ВБЛ-1 в поле Н_

К j s

МИШИН

s1q.

ш

Ща

¡ГШ

Г

ЩПЕШ

ЗБШМ^

TTWKW

я *

Рис.5. Иллюстрация процессов взаимных превращений и аннигиля ции двух (а,б) и трех (г) низкоразмерных структурных элементов в 180°ДГ в полях различной ориентации; в -особый случай - слияние БТ и ВБ.Ч не происходит ни при каких значениях поля Нх(подробнее см.текст); д - погл щение ВЕЛ линией пересечения 180° и двух 90° ДГ в поле Н£. Значками © , © • показано положение границы в объеме кристалла,и направление намагниченности в ней,

г

для ЗТеОд при А =0.44 мкм (а) и 0.63 мкм (б), а такаэ ЗЭК для (4) п <?'-З^Од (5) при X =0.44 мхм (а); точки - эксперимент, сплошные кривые рассчитаны по формуле (12) для ЭЭК и аналогичным формулам для МЭК и НЭК с параметрами тензора £ , приведенными в табл.2

Таблица 2. Оптические константы и недиагонапыше компоненты

А

тензора £ в N1 , с/. -Го203 и УРеОд

материал \ , эффект (1 к ¿', ¿1

мкм ■

Щ 0~44 ЗЭК ЬО 2.15 -З.О-КГ2 3.2-КГ* _(1.2) (1.95)_

с(-Ре203 0>44 ээк .27х 1>6 4.9.Ю-2 4.6-Ю-2

(2.9) (1.7)

УГеОч 0.44 ЗЭК ' 2.63 0.37% 1.0. ИГ2 -3.4-10-2

3 (2.70) (0.25)

0.44 МЗК 2.64 0.29 0.9-Ю"2 -3.1'КГ2

0.44 ПЭК 2.60 0.33 1.1-Ю-2 -З.З.Ю-2

УБсОд 0.63 ЭЗК 2.35 0.12 -4.3-ИГ3 -2.0-10-3

0.63 ИЗК 2.35 -0.07 -3.7-КГ3 -1.8-10""3

0.63 ПЗХ 2.25 0.08. -4.9-КГ3 -1.7-ИГ3

Рис.?. Три случая намагничивания кристалла гематита: а Н II (III), б - НИШ), в - НЩОО)

Рис.8. Полевые зависимости НЭК з гематите (Д = 0.55 мкм): I - грань (100), Н1(100); 2 - грань (III), HI (III)