ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА ТЕРБИЕВОГО ФЕРРИТА-ГРАНАТА TB3FE5O12 ВБЛИЗИ ТЕМПЕРАТУРНОЙ ТОЧКИ МАГНИТНОЙ КОМПЕНСАЦИИ

Аннотация: Выполнены экспериментальные исследования редкоземельного феррита-граната (Tb₃Fe₅O₁₂) в окрестности температурной точки магнитной компенсации T_c = 248.6 К. Показано, что при приближении температуры к точке компенсации ширина доменов растёт, однако образец не переходит в однодоменное состояние. Объяснение наблюдаемых результатов проделано путем анализа H – T диаграммы данного ферримагнетика.

Ключевые слова: тербиевый феррит-гранат, точка магнитной компенсации.

1. Введение

На сегодняшний день известно, что в слабых магнитных полях в кристалле редкоземельного феррита-граната (РЗФГ) образуется доменная структура (ДС) и характер изменения многих физических свойств данного кристалла в этом случае в окрестностях фазовых переходов значительно усложняется. При температурах РЗФГ, близких к точке магнитной компенсации, внешние воздействия могут значительно повлиять на вид доменной структуры, что, в свою очередь, способствует управлению доменной конфигурацией кристалла относительно небольшими полями, создание которых не составляет особых трудностей. Более того, если учесть известный на сегодняшний день термомагнитный способ записи информации в условиях температур, близких к точке компенсации [8], то очевидно, что изучение особенностей ДС кристаллов РЗФГ в области магнитных фазовых переходов является достаточно приоритетным в области материаловедения, осуществляющей поиск и создание новейших материалов для элементной базы приборов в современной магнитной микроэлектроники, принцип работы которой заключается в контроле над ДС с помощью электрического и магнитного полей.

В связи с этим был поставлен эксперимент с визуальным наблюдением ДС кристалла тербиевого феррита-граната (Tb₃Fe₅O₁₂) в диапазоне температур, близком и включающем точку магнитной компенсации данного РЗФГ (T_c = 248.6 К [6]), результаты которого представлены далее.

2. Методика эксперимента и образцы

Для исследований использовался монокристалл Tb₃Fe₅O₁₂, полученный методом спонтанной кристаллизации из раствора в расплаве [7]. Синтезированный кристалл имел форму объемного многогранника с размерами ~ 6 × 6 × 6 мм³, из которого вырезались плоскопараллельные пластинки толщиной ~ 100 мкм так, чтобы их развитые поверхности были параллельны кристаллографической плоскости (110). Синтез кристалла Tb₃Fe₅O₁₂, а также кристаллографическая ориентация (рентгеновским методом) образцов были выполнены в Проблемной лаборатории магнетизма МГУ им. М.В. Ломоносова (г. Москва).

Из результатов многочисленных исследований тербиевого феррита-граната известно, что устойчивыми направлениями спонтанного магнитного момента М_s в нем являются ‹111›. Таким образом, при указанной выше ориентации образцов имеются четыре направления, ориентированные в плоскости образца, и четыре направления, составляющие с плоскостью образца углы ± 55^о, по направлению которых может ориентироваться М_s. С другой стороны, по общим физическим представлениям, благодаря существенно меньшему влиянию размагничивающего фактора в плоскости пластины по сравнению с таковым в нормальном направлении, с энергетической точки зрения наиболее выгодной является доменная структура (ДС), области которой намагничены в плоскости пластины. Исходя из этого следует ожидать, что в отсутствии напряжений ДС в используемых образцах должна состоять из доменов, в которых вектор М_s ориентирован в их плоскости, с 180 –, 110 – и 70^о – ми доменными границами. Однако, как показали эксперименты, такая ДС наблюдалась не всегда: у части образцов реализовалась нерегулярная ДС, содержащая как области, в которых вектор М_s лежал в плоскости образца, так и области, в которых вектор М_s был перпендикулярен его плоскости. Известно, что нерегулярная доменная структура указывает на наличие в кристалле неоднородных механических напряжений (ростовых и/или наведенных механической обработкой) [5]. Поэтому, для экспериментов был выбран образец, имеющий наиболее «правильную» с точки зрения теории 180^о – ную доменную конфигурацию.

Тербиевый феррит-гранат Tb₃Fe₅O₁₂ – ферримагнетик, магнитная структура которого создается локальными магнитными моментами ионов железа и ионов тербия. Обменные взаимодействия между данными ионами в РЗФГ осуществляются с помощью ионов кислорода (сверхобмен) [3]. Наиболее значительным таким взаимодействием является взаимодействие между ионами Fe³⁺, расположенными в а и d – кристаллографических местах, образующее антипараллельную ориентацию магнитных моментов их подрешеток. Величина эффективного магнитного поля этого взаимодействия Н_a-d ≈ 2×10⁶ Э соответствует температуре Кюри Т_К ≈ 550 К РЗФГ.

Такая величина поля Н_a-d позволяет рассматривать а – и d – подрешетки ионов Fe³⁺ как одну подрешетку во внешних магнитных полях вплоть до величины Н ~ 10⁶ Э, намагниченность которой M_Fe выражается разностью намагниченностей а – и d – подрешеток. При этом величина намагниченности M_Fe малозначительно зависит от состояния тербиевой подсистемы и от внешнего магнитного поля (H).

Исходя из этого, при перпендикулярном падении света на поверхность образца в общем случае спонтанный эффект Фарадея РЗФГ можно выразить в виде:

θ_F = (а M_Fe cos θ₁ + b M_R cos θ₂) l,                      (1)

где a и b – магнитооптические коэффициенты; θ₁, θ₂ – углы, образованные векторами намагниченности железной (M_Fe) и редкоземельной (M_R) подрешеток с нормалью к плоскости образца; l – толщина образца.

В Tb₃Fe₅O₁₂ при температурах меньших Т_с величина намагниченности редкоземельной подрешетки больше величины намагниченности железной подрешетки. Отсюда следует, что по направлению H ориентируется вектор намагниченности редкоземельной подрешетки. При температурах больших Т_с ситуация противоположная – в сторону Н направлен вектор M_Fe. Следовательно, в точке магнитной компенсации векторы намагниченностей M_Fe и M_R разворачиваются на 180^о, что в соответствии с выражением (1) приводит к смене знака угла фарадеевского вращения. При использовании системы поляризатор-образец-анализатор, данное изменение будет проявляться по резкой смене цвета наблюдаемых через анализатор доменов. Стоит отметить, что, как видно из (1), даже при (M_Fe + M_R) = 0 (при Т = Т_с) угол фарадеевского вращения не равен нулю, благодаря чему можно визуально наблюдать ДС образца при переходе через точку магнитной компенсации.

Для размагничивания образец был размещен между двумя парами скрещенных катушек Гельмгольца. В качестве источника света применялась галогеновая лампа накаливания. Особое внимание в экспериментах уделялось области температур 210 ÷ 290 К, включающей Т_с кристалла.

3. Экспериментальные результаты и их обсуждение

Как показали наблюдения, в рассмотренном интервале температур 180−300 К в отсутствии внешнего поля ДС состояла из доменов в виде чередующихся светлых и темных полос с отчетливо выраженными границами.

На рис. 1 приведен ряд изображений ДС, полученных при заданной Т с помощью размагничивающего магнитного поля (изменяющегося с частотой 50 Гц), амплитуда которого убывала от максимального значения Н = 60 Э до нуля. Предполагалось, что данная процедура позволяет получить доменную конфигурацию, достаточно схожую с «равновесной» при данной температуре. В основном после этой процедуры при каждом значении Т наблюдались 2 – 3 различные конфигурации ДС, несколько различающиеся расположением доменных границ, однако средняя ширина доменов оставалась практически постоянной.

Зависимость средней ширины доменов «равновесной» ДС образца от температуры представлена на рис. 2.

Рисунок 1. Изображения «равновесной» доменной структуры образца, полученные при разной температуре в процессе его отогрева: 228 (а), 238 (б), 248 (в), 250 (г), 260 (д) и 270 К (е).

Рисунок 2. Температурная зависимость средней ширины доменов «равновесной» доменной структуры образца.

Из рис. 1 – 2 следует, что хотя ширина доменов при Т → T_c существенно растет, тем не менее, в отличие от результатов теоретического рассмотрения ДС плоскопараллельной пластинки ферримагнетика, полученных в [1, 2], во всем исследованном интервале температур домены в образце не исчезают, т.е. образец не переходит в однодоменное состояние. Помимо этого, согласно теории, развитой в [1, 2], следует, что при Т → T_c максимальная ширина доменов достигает величины порядка толщины пластинки, тогда как из рис. 2 видно, что максимальная ширина доменов более чем в 10 раз превосходит толщину образца.

В модели, используемой в [1, 2], предполагалось, что поскольку в точке магнитной компенсации векторы намагниченностей железной M_Fe и редкоземельной M_Tb подрешеток остаются строго антипараллельными, то суммарная намагниченность кристалла тождественно обращается в нуль и, следовательно, существование ДС становится энергетически не выгодным.

Однако, согласно Н – Т диаграмме РЗФГ, рассчитанной в [4], в слабом магнитном поле при Т → T_c энергетически выгодно образование так называемой скошенной магнитной структуры, в которой угол между векторами намагниченностей железной (M_Fe) и редкоземельной (M_R) подрешеток отличен от 180^о. В результате, в точке магнитной компенсации при M_Fe = M_R суммарная намагниченность РЗФГ в нуль не обращается и поэтому по-прежнему должна существовать ДС. Этой причиной объясняются результаты наблюдений ДС феррита-граната Tb₃Fe₅O₁₂.

Очевидно, что существование ДС в РЗФГ при температуре в окрестностях точки магнитной компенсации значительно будет влиять на процесс его технического намагничивания и связанные с ним физические свойства кристалла.

Список литературы:

1. Барьяхтар В.Г., Богданов А.Н., Яблонский Д.А. Доменная структура ферритов в окрестности температуры компенсации. // ФТТ. – 1986. – Т.28. – №1. – С.87 – 94.
2. Богданов А.Н., Яблонский Д.А. К теории доменной структуры ферримагнетиков. // ФТТ. – 1980. – Т.22. – №3. – С. 680 – 687.
3. Звездин А.К., Матвеев В.М., Мухин А.А., Попов А.И. Редкоземельные ионы в магнитоупорядоченных кристаллах. – М: Наука, – 1985. – 295 с.
4. Звездин А.К., Матвеев В.М. Особенности физических свойств редкоземельных ферритов-гранатов вблизи температуры компенсации. // ЖЭТФ. – 1972. – Т.62. – В.1. – С.260 – 271.
5. Тикадзуми С. Физика ферромагнетизма. – М: Мир, – 1997. – 420 с.
6. Физические величины. Справочник / Под ред. И.С. Григорьева, Е.З. Мейлихова. Энергоатомиздат, М. (1991). 1231 с.
7. Чернов А.А., Гиваргизов Е.И., Багдасаров Х.С., Кузнецов В.А., Демьянец Л.Н., Лобачев А.Н. Современная кристаллография. Т.3. Образование кристаллов. – М: Наука, – 1998. – 470 с.
8. Kryder M.H. Magneto – optic recording technology. // J. Appl. Phys. – 1985. – V.57. – #.1. – С. 3913 – 3918.