Изометричные монокристаллы бората железа: магнитные и магнитоакустические эффекты

П.п. 7.2-7.5 посвящены теоретическому анализу эффектов акустического резонанса в борате железа. В главе 6 установлено, что наблюдаемая в эксперименте тонкая структура кривой А() для толстой базисной пластины FeBO3 связана с отражением звука от границ кристаллических блоков. Как следует из теории, период тонкой структуры должен расти с уменьшением толщины блоков. Акустические резонансы в тонкой высокосовершенной пластине бората железа, вызываемые переотражениями от поверхностей кристалла, по существу являются вырожденным случаем тонкой структуры.

Для анализа экспериментальных результатов [12] будем исходить из теории магнитного ДП звука в рамках базисноанизотропной модели (п.4.5). Поскольку кристаллическая пластина тонкая, можно предположить, что индуцированная в базисной плоскости кристалла одноосная магнитная анизотропия однородна (п. 7.2). В этом случае для резонансных частот магнитной и немагнитной моды получаем

,

,

где р - порядок резонанса.

Величина Са (13) в выражении (20) не зависит от координаты z. Рассматривая константу g в (13) как варьируемый параметр, можно добиться удовлетворительного согласия с экспериментом для сильномагнитных мод, особенно в области слабых полей (рис 12а, кривые). Однако, слабомагнитные моды, соответствующие слабо смещающимся при изменении магнитного поля резонансам, по-прежнему, описать не удается. В рамках этой модели остаются немагнитные резонансы (21), частота которых не зависит от поля (рис. 12а, прямые).

Откажемся от предположения об однородности базисной анизотропии в тонком образце: вернемся к базисноанизотропной модели с неоднородной по толщине кристалла анизотропией (см. п.4.5). Теперь при произвольной ориентации магнитного поля в базисной плоскости направления поляризации нормальных мод будут плавно изменяться вдоль оси z(||3z). Как и в случае толстого образца, это должно приводить к «перепутыванию» мод, точнее - их кпримешиванию друг к другу.

Таким образом, в неоднородном случае вместо чистых магнитных и немагнитных мод должны возникнуть гибридные, которые, видимо, и могут быть отождествлены с упомянутыми выше слабомагнитными и сильномагнитными модами. Соответствующие им резонансы должны по-разному смещаться с изменением магнитного поля. Однако получить аналитические выражения rez(H) в рамках такой модели не удается. Для расчета резонансных кривых щrez(Н) в этом случае мы поступим по-другому.

Учет переотражений от поверхности бездефектного кристалла в условиях неоднородного распределения намагниченности (п. 7.3) приводит к обобщению выражения (16):

.

Здесь N - количество прохождений; n - число кристаллических слоев; N - коэффициент пропускания после N-кратного прохождения. Поскольку матрицы Джонса Tm не коммутируют, то в произведении важно соблюдать необходимую последовательность сомножителей, которая задается очередностью достижения волной соответствующего слоя. Определяя частотную зависимость амплитуды А() волны (22) для различных значений магнитного поля, мы получаем кривые, содержащие акустические резонансы А(rez). Зависящие от магнитного поля резонансные частоты находятся из уравнений ?А/? = 0. Численное решение такой задачи с оптимизацией параметров приводит к резонансным кривым rez(H), изображенным на рис.12б (сплошные линии). Мы получили две группы кривых, которые существенно отличаются от кривых для чистых мод, соответствующих случаю однородной базисной анизотропии. Подчеркнем, что радикальной трансформации подверглись не только резонансные кривые для немагнитных мод, но и для магнитных тоже. Это неожиданный результат, который, однако, коррелирует с экспериментом, но заставляет взглянуть на экспериментальные результаты несколько по-иному. Вдали от точки пересечения резонансных кривых для чистых мод (рис. 12б, пунктирные линии) трансформированные резонансные кривые практически совпадают с кривыми для чистых мод. Однако вблизи точки пересечения проявляются принципиальные различия. Величины ?rez/?Н («скорости» смещения резонансов) становятся отличными от нуля для обеих кривых; возникает «взаимодействие» резонансов, проявляющееся в «отталкивании» резонансных кривых вместо их пересечения. С ростом магнитного поля кривая, определявшая квазимагнитные резонансы, начинает соответствовать квазинемагнитным и наоборот.

В области «взаимодействия» должна наблюдаться весьма существенная полевая зависимость амплитуд Аrez(H) резонансов (п. 7.4).

Восьмая глава посвящена исследованию влияния давления различной симметрии на магнитное состояние и ДП звука в ромбоэдрических антиферромагнетиках.

В п. 8.1 произведен расчет магнитной анизотропии, вызываемой одноосным давлением в базисной плоскости кристалла. При изучении влияния механических граничных условий на МА эффекты в борате железа мы исходили из того экспериментального факта, что механические напряжения индуцируют магнитную анизотропию (см.п.4.5). Слагаемые, описывающие эту анизотропию, включались в магнитную часть термодинамического потенциала (11). Теперь учтем непосредственно одноосное давление р, вызываемое граничными условиями и ориентированное в базисной плоскости под углом к оси х(2х). Соответствующие слагаемые входят в упругую часть плотности термодинамического потенциала:

Здесь uij - компоненты тензора деформаций, включающие статическую и динамическую части. магнитный двупреломление звук антиферромагнетик

Определяя в этом случае равновесные (статические) деформации и подставляя их в термодинамический потенциал, получаем эффективную добавку к магнитной энергии. Эта добавка представляет собой энергию индуцированной одноосной магнитной анизотропии. Она может быть отождествлена с соответствующим слагаемым в (11). Решение такой задачи позволило найти связь параметра одноосной индуцированной анизотропии g и одноосного давления в базисной плоскости:

.

Эквивалентность двух подходов проявляется и в динамике. Расчет определяющей ДП звука величины Са на основе выражения (23), включающего одноосное давление, приводит к выражению, которое с учетом (24) совпадает с выражением для Са (13), полученным с использованием индуцированной анизотропии (см.(11)).

Интересно оценить механические напряжения в кристалле FeBO3, вызванные граничными условиями. Используя найденные ранее величины индуцированной магнитной анизотропии и формулу (24), мы получили р ~ 108 дин/см2. Поскольку р В, приходим к выводу, что вклад в деформации, вызванный внешними напряжениями превосходит стрикционный вклад.

В п. 8.2 исследовано магнитное состояние бората железа под действием одноосного давления и магнитного поля, приложенных в базисной плоскости. При проведении МА экспериментов весьма проблематично прямое определение величины вызываемых граничными условиями механических напряжений и их влияния на магнитное состояние кристалла. Поэтому при анализе экспериментов нам приходилось рассматривать теоретические модели. Здесь в простейшем случае механические граничные условия моделируются не только теоретически, но и экспериментально: изучаются процессы намагничивания монокристаллов FeBO3, подвергаемых однородному аксиальному сжатию заданной величины. Эксперименты проводились при комнатной температуре на тонких базисных монокристаллических пластинках, синтезированных для этих целей из раствора в расплаве.

Разработанное механическое устройство позволяло сжимать кристалл в базисной плоскости путем дозированного давления на пару противоположных боковых граней, перпендикулярных базисной грани. Магнитное поле в базисной плоскости могло ориентироваться под любым заданным углом к оси давления. Поскольку борат железа обладает значительным фарадеевским вращением в видимой области спектра, для изучения процессов намагничивания оказалось целесообразным использовать МО магнитометр. На рис.13а приведена экспериментальная кривая зависимости от приложенного давления проекции намагниченности на направление магнитного поля MH(р) для случая параллельности поля и давления ( = 0) и Н = 90Э. Расчетная кривая MH(р) = Мsin() ( - угол между l и H) может быть получена из условия минимума термодинамического потенциала:

.

Рис. 13б (кривая 1) представляет расчетную кривую MH(р) для тех же условий: = 0, Н = 90 Э. Между экспериментальной и расчетной кривыми имеются существенные различия. В эксперименте, в отличие от теории, фазовый переход не локализован в точке, что может быть связано с неоднородным распределением давления в реальном кристалле. Еще одна причина различий может заключаться в, возможно, нестрогой параллельности поля и давления. Результаты расчета MH(р) для различных углов приведены на рис. 13б (кривые 2, 3, 4). Полученные кривые хорошо коррелируют с экспериментом. Они, также, свидетельствуют о том, что две магнитные фазы - коллинеарная и угловая, - возможные в случае параллельности поля и давления, вырождаются в одну - угловую, - когда поле и давление не параллельны.

В п. 8.3 теоретически изучено магнитное состояние бората железа, находящегося под действием высокого гидростатического давления с одноосной компонентой. В работе [19] методами нейтронной дифракции наблюдались изменения ориентации магнитных моментов ионов железа в FeBO3 относительно тригональной оси в условиях высокого квазигидростатического давления до 4 ГПа (рис. 14, точки). Эксперименты выполнялись на поликристаллических образцах бората железа, которые помещались в камеру высокого давления с сапфировыми наковальнями. При этом дополнительной передающей среды экспериментаторы не использовали. Такая методика должна была приводить к нарушению условий гидростатичности и появлению анизотропии давления. Для анализа экспериментального результата в качестве простейшей модели квазигидростатического давления мы рассмотрели гидростатическое давление с одноосной компонентой. Показано, что при ориентации одноосной компоненты давления в базисной плоскости вдоль оси у ( myz) АФ вектор действительно выходит из базисной плоскости. Если считать еще, что гидростатическое и аксиальное давления - величины одного порядка, пропорциональные друг другу, то угол выхода определяется простым выражением

,

позволяющим хорошо описать эксперимент (рис. 14, кривая). Здесь а эффективная константа одноосной анизотропии; А1, А2 В/С 105.

Теоретический анализ показал, что чисто гидростатическое давление не должно приводить к выходу магнитных моментов из базисной плоскости кристалла FeBO3. Этот результат, также, находится в согласии с экспериментами [19,20].

В п. 8.4 проведены теоретические исследования влияния гидростатического давления на гексагональную анизотропию ромбоэдрических антиферромагнетиков. Гидростатическое давление не изменяет симметрию кристалла. Однако может повлиять на величину магнитной анизотропии. Экспериментальные свидетельства такого влияния для бората железа нам, к сожалению, неизвестны. Однако для монокристалла гематита, имеющего сходную с боратом железа кристалломагнитную структуру, такие свидетельства есть. В работе [21] при исследовании угловой зависимости амплитуды поперечного звука в монокристалле гематита в условиях магнитоакустического ДП обнаружено, что величина гексагональной анизотропии экспериментального образца существенно превосходит известную для гематита величину. Такое расхождение авторы связывают с тем, что используемый ими образец не отожжен. Объяснение резонно, если предположить, что в кристалле существуют механические напряжения, возникшие в процессе быстрого охлаждения после синтеза. Эти напряжения в простейшем случае мы можем смоделировать, приложив к идеальному кристаллу гидростатическое давление. Расчет энергии гексагональной анизотропии ромбоэдрического АФ кристалла с учетом гидростатического давления приводит к следующему выражению:

.

Здесь е - константа гексагональной кристаллографической анизотропии;

, ,

вклады в эффективную константу гексагональной анизотропии, связанные с гидростатическим давлением; d - константа кубической анизотропии. Оценим эти вклады для давлений, не превосходящих по порядку величины р ~ а/А2 ~ 1010дин/см2: 1эрг/см3, 101эрг/см3, 105эрг/см3. В экспериментах [21] величина эффективной константы гексагональной анизотропии в несколько раз превосходила константу кристаллографической анизотропии e, что может быть вызвано давлениями рh 1010дин/см2. Такая оценка представляется разумной. Действительно, коэффициент линейного термического расширения гематита 105град1. Снижение температуры кристалла по завершении процесса синтеза составляет величину t (102 103). Для термических деформаций при этом получаем u t 103 102. Остаточные деформации таких величин должны вызывать механические напряжения p Cu 109 1010дин/см2.

В п. 8.5 теоретически исследовано влияние гексагональной базисной анизотропии, усиленной гидростатическим давлением, на эффекты ДП звука в ромбоэдрических АФ кристаллах. Проявление гексагональной базисной анизотропии и механических граничных условий в магнитном ДП звука в изоструктурном борату железа гематите экспериментально обнаружено и исследовано в работе [21]. Звук, как и в случае бората железа, возбуждался и регистрировался пьезопреобразователями. Поперечная акустическая волна распространялась вдоль оси 3z кристалла. Поворачивая магнитное поле в базисной плоскости, экспериментаторы обнаружили хорошо выраженную 60-градусную периодичность эффектов ДП с 180-градусными искажениями (рис. 15, точки).

Отметим, что попутно авторы [21] поставили задачу проверки модели, предложенной нами при изучении ДП звука в борате железа, в соответствии с которой механические граничные условия, обусловленные контактом кристалла с пьезопреобразователями, вызывают одноосную магнитную анизотропию. Проведя дополнительные исследования, сводящиеся к изучению влияния на ДП в гематите поворота пьезопреобразователей, они эту модель полностью подтвердили.

На рис. 15 (точки) приведены экспериментальные угловые зависимости величины Н() Hm() Hm(0). Здесь Hm - поле, соответствующее одному из максимумов ОГТ; - угол в базисной плоскости между Н и осью 2х [21].

Рассмотрим влияние базисной анизотропии на магнитное ДП звука в гематите теоретически. Для этого учтем в базисноанизотропной модели (п. 4.5) наряду с одноосной индуцированной анизотропией еще и анизотропию гексагональную - кристаллографическую и вызванную гидростатическим давлением (п.8.4).

В отличие от п.4.5, в термодинамический потенциал кристалла включим не индуцированную магнитную анизотропию, а непосредственно ее источники - одноосное и гидростатическое давление. Действуя по схеме, описанной в п.4.5, мы определили магнитную добавку к упругому модулю в этом случае:

,

Выражение (28) представляет собой обобщение (13): G содержит зависящие от давления базисноанизотропные слагаемые, имеющие аксиальную, гексагональную и более сложную симметрию. Далее будем исходить из упрощенной базисноанизотропной модели: неоднородностью распределения анизотропии по глубине кристалла пренебрежем. Решая уравнения А/Н=0, определяющие максимумы кривой А(Н), и варьируя входящие в них параметры, мы получили кривые Н() (рис.15), аппроксимирующие эксперимент (точки). Наилучшее согласие с экспериментом достигается когда давления таковы: гидростатическое 1010дин/см2, аксиальное 108дин/см2. Подчеркнем, что такое аксиальное давление по порядку величины совпадает с нашими оценками для бората железа (см.п.8.1).

Девятая глава посвящена синтезу монокристаллов FeBO3 и изучению их морфологии.

В п.9.1 рассмотрены два метода, позволяющие выращивать изометричные монокристаллы бората железа: метод газового транспорта и метод синтеза из газовой фазы [22]. Проведенный анализ показал, что с точки зрения экспериментальной простоты второй метод предпочтительнее. Термодинамические расчеты позволили установить, что синтез FeВO3 из газовой фазы может осуществляться с достаточно высокой скоростью. В качестве исходных веществ для синтеза мы использовали Fe2O3 и B2O3. В качестве газа-носителя был выбран хлористый водород HCl. Химические процессы, приводящие к синтезу монокристаллов FeВO3, описываются следующей системой уравнений:

,

,

.

В результате первых двух реакций образуются газообразные вещества, необходимые для синтеза FeВO3 посредством третьей реакции.

В п. 9.2 описаны эксперименты по синтезу изометричных монокристаллов бората железа. Порошкообразная окись железа и стекловидная окись бора в отдельных платиновых лодочках помещались в кварцевую ростовую ампулу. Откачанная ампула заполнялась хлористым водородом до определенного давления и запаивалась. Синтез проводился в безградиентной горизонтальной ростовой печи при температурах 740 760С в течение 20 40 суток. Точность поддержания температуры составляла 0,1. В работе приводится информация об используемом ростовом оборудовании, подробно описаны этапы подготовки и завершения ростовых экспериментов.

Существенное усовершенствование рассматриваемой технологии достигнуто нами за счет использования затравочных монокристаллов FeВO3. В этом случае рост осуществлялся при пониженном давлении хлористого водорода, что вело к резкому уменьшению спонтанного зародышеобразования и значительному улучшению качества получаемых образцов. Затравочные кристаллы отбирались с учетом их огранки (оптическая гониометрия) по результатам измерений АФМР. На месте затравок обнаруживались крупные объемные монокристаллы FeВO3 с хорошей огранкой. Размеры образцов достигали 1 см в поперечнике. Большинство граней имело зеркальный блеск.

В п. 9.3 содержатся результаты исследования морфологии изометричных кристаллов. С точки зрения форм роста полученные кристаллы можно разделить на три группы: ромбоэдрические, пирамидально-призматические и таблеточные (рис.16). Естественная огранка кристаллов включает грани следующих типов: , , , и . Тип грани определялся методами оптической гониометрии и рентгеноструктурного анализа. В качестве затравок обычно использовались мелкие ( 1 мм) таблеточные кристаллы. Установлена связь между формой затравочного и выросшего из него кристалла. При этом диагностическую роль играют грани типа и затравочного кристалла. По расположению таких граней на затравке оказывается возможным предсказать к какой из указанных групп будет принадлежать синтезируемый кристалл.

Поскольку для решения отдельных задач, представленных в работе, требовались тонкие базисные пластинки бората железа, автор уделил внимание синтезу и таких кристаллов (п. 9.4). Для этой цели был применен метод синтеза из раствора в расплаве. В работе приводится описание развитой технологии, важным компонентом которой является отделение синтезированных кристаллов от жидкого раствора-расплава.: полуширина рентгеновской кривой качания не превосходила 10.

Рис. 1 Доменная структура на грани :

Полученные таким образом крупные кристаллы в форме базисных пластин с размерами до 15 мм в базисной плоскости и толщиной до 150 мкм обладали высоким структурным совершенством

а - Н = 0; б - Н = 11Э; в - Н = 45Э

Рис. 2 Кривые намагничивания (Н3z) поверхности для грани при Т = 300К: 1 - эксперимент; 2 - теория; 3 - теория с учетом реконструкции поверхности

Рис. 3 Зависимость константы поверхностной анизотропии as (а) и поля насыщения Hk (б) от изменения длины ребра элементарного ромбоэдра при гидростатическом давлении (Т = 300К) Рис. 4 Зависимость константы поверхностной анизотропии as (а) и поля насыщения Hk (б) от смещения поверхностного слоя Fe3+



Рис.5 Расчет зависимости поля насыщения от концентрации дефектов в приповерхностном слое для грани (Т = 0К) для грани (Т = 300К)

Рис.6 Зависимость ориентации спинов от расстояния вглубь кристалла в различных магнитных полях, приложенных вдоль ЛАО (Т = 0К):

1 - H = 100 Э; 2 - H = 200 Э; 3 - H = 400 Э;

4 - H = 600 Э; 5 - H = 800 Э; 6 - H = 1000 Э



Рис. 7 Кривые А(Н): a - эксперимент без фильтрации;

б - эксперимент с фильтрацией сигнала;

в - расчет в базисноизотропной модели;

г - расчет в базисноанизотропной модели для идеального кристалла;

д - расчет в базисноанизотропной модели с учетом дефектной структуры - трех блоков

Рис. 8 Зависимость МУ связи от магнитного поля: а - для бората железа (базисноизотропная модель); б - для бората железа (базисноанизотропная модель);

в - для карбоната марганца



Рис. 9 Ориентация осей и векторов в базисноанизотропном случае



Рис. 10 Кривые А||(H) c тонкой структурой в слабых полях: а - эксперимент (две последовательные записи); б - расчет с учетом дефектной структуры - 3-х блоков; в - расчет с учетом слабого случайного изменения анизотропии в тонких придефектных слоях.

Рис.11 Частотная зависимость амплитуды звука:

а - эксперимент; б - расчет с учетом полосы пропускания

Рис. 12 Зависимость резонансной частоты от магнитного поля:

эксперимент [13] (светлые и темные кружки - слабомагнитные и сильномагнитные моды соответственно); теория: (а) базисноанизотропная однородная модель (прямые и кривые - немагнитные и магнитные моды, соответственно); (б) базисноанизотропная неоднородная модель (сплошные кривые; пунктирные линии - чистые магнитные и немагнитные моды)

Рис. 13 Кривые МН(P): а - эксперимент;

б - теория (1 - = 0; 2 - = 2; 3 - = 7; 4 - = 12)

Рис. 14 Зависимость угла выхода АФ вектора из базисной плоскости от давления: точки - эксперимент [19]; кривая - расчет Рис.15 Угловая зависимость положения максимума кривой А(Н) (кружки - эксперимент [21]; сплошные линии - теория)



Рис.16 Кристаллы ромбоэдрической (а), пирамидально-призматической (б) и таблеточной (в) форм

Основные результаты и выводы

1.Впервые на естественных небазисных гранях изометричных монокристаллов FeBO3 методом порошковых фигур Биттера обнаружена и исследована доменная структура ЦМД-типа, которая свидетельствует о существовании поверхностного магнетизма, обусловленного поверхностной анизотропией.

2.Методом МО эффектов Керра в диапазоне температур от 77К до точки Нееля получены кривые намагничивания тонких приповерхностных слоев бората железа, свидетельствующие о существовании на гранях типа значительной одноосной поверхностной анизотропии. Ориентации ЛО и ТО с температурой не изменяются. Поле насыщения при намагничивании вдоль ТО при комнатной температуре составляет Hk 1кЭ. При намагничивании вдоль ЛО процесс завершается в полях, сравнимых с полями размагничивания (~100Э). Установлено, что температурная зависимость поля Hk совпадает с температурной зависимостью подрешеточной намагниченности кристалла. На гранях типа , и поверхностная анизотропия, определяемая с точностью до величин полей размагничивания, не обнаружена.

3.Построена теория поверхностного магнетизма бората железа с учетом реконструкции поверхности и дефектности ее структуры. Энергия поверхностной анизотропии рассчитана в магнитодипольном приближении. При этом, как и в эксперименте, Hk M0. В случае грани теория описывает симметрию наблюдаемой анизотропии и дает для неискаженной поверхности правильный порядок величин поля Hk во всем температурном диапазоне. Для граней и также наблюдается корреляция с экспериментом: рассчитанные для них значения полей Hk оказываются пренебрежимо малыми. Сильная зависимость энергии поверхностной анизотропии и поля насыщения от параметра решетки кристалла, , Hk , должна приводить к существенному влиянию реконструкции поверхности на поверхностный магнетизм. Учет реконструкции для грани позволил значительно улучшить количественное согласие с экспериментом. Расчет величины поля Hk в случае дефектной поверхности (вакансии магнитных ионов Fe3+ или их замещение диамагнитными ионами) показал, что Hk существенно уменьшается с ростом концентрации дефектов.

4.Рассчитана магнитная структура приповерхностного переходного слоя, которая определяется тремя факторами: магнитным полем, поверхностной анизотропией и обменным взаимодействием. В полях, значительно меньших поля насыщения, слой имеет эффективную толщину ~ 10-1 мкм, что намного превосходит глубину формирования МО сигнала. На глубине формирования МО сигнала спины практически параллельны спинам ионов на поверхности, что делает оправданным сравнение экспериментальных кривых намагничивания, получаемых методом эффектов Керра, с расчетными кривыми для поверхностного слоя магнитных ионов. Толщина слоя, в котором магнитные моменты закреплены поверхностной анизотропией, составляет всего несколько параметров решетки.

5.Показано, что существующая теория магнитного линейного ДП звука в тригональном легкоплоскостном АФ кристалле не дает удовлетворительного описания экспериментов на борате железа: период осцилляций расчетной кривой А(Н) значительно меньше экспериментального, а их амплитуда не зависит от поля, что также не соответствует эксперименту. Необъяснимой остается тонкая структура экспериментальных кривых А(Н) и А().

6.Борат железа обладает сильной МУ связью = ?С/С ~ 1, вызывающей магнитное ДП звука. С другой стороны сильная МУ связь должна приводить к существенному воздействию экспериментальных механических граничных условий на магнитное состояние кристалла, что тоже влияет на эффекты ДП. Поэтому при изучении ДП звука в борате железа учет граничных условий оказывается необходимым. Сформулирована простейшая физическая модель: механические граничные условия приводят к возникновению в базисной плоскости кристалла неоднородной одноосной магнитной анизотропии, убывающей от поверхности вглубь образца.

7.На основе предложенной модели развита теория магнитного ДП звука в борате железа, позволяющая адекватно описать эксперимент. Для расчета зависимостей А(Н) и А() оказалось целесообразным применение метода матриц Джонса. Возрастание периода осцилляций расчетной кривой А(Н) по сравнению с базисноизотропным случаем вызывается уменьшением МУ связи при учете индуцированной анизотропии. Зависимость амплитуды этой кривой от поля объясняется зависимостью от поля ориентаций поляризации мод звуковой волны в этом случае и неоднородным распределением намагниченности в кристалле. Значительное влияние на эффекты ДП магнитной анизотропии объясняется ее обменным усилением.

8.Установлено, что наблюдаемая в экспериментах тонкая структура кривых А(Н) и А() может быть обусловлена существованием кристаллических блоков. Теория магнитного ДП звука в борате железа, обобщенная на случай учета многократных переотражений звуковой волны от границ блоков, позволила получить кривые А(Н) и А() с тонкой структурой, которые хорошо коррелируют с экспериментом. Показано, что наблюдаемая в слабых полях неполная воспроизводимость тонкой структуры кривых А(Н) при повторных экспериментах может быть объяснена эффектом Баркгаузена.

9.Построена теория размерного акустического резонанса в монокристалле бората железа с учетом индуцированной магнитной анизотропии. Установлено, что наблюдаемое при изменении магнитного поля смещение акустических резонансов является естественным следствием ДП звука в неоднородно намагниченном образце. В этом случае вместо магнитных и немагнитных мод возникают гибридные, фазовые скорости которых зависят от магнитного поля. При переходе от чистых мод к гибридным резонансные кривые rez(H) претерпевают существенную перестройку. В частности, наблюдается их «расталкивание». Рассчитанные кривые rez(H) удовлетворительно описывают эксперимент.

10.Получено выражение, связывающее одноосное давление в базисной плоскости кристалла с индуцированной давлением одноосной магнитной анизотропией. Установлена эквивалентность учета индуцированной анизотропии или непосредственно одноосного давления в теории магнитного ДП звука в борате железа.

11.Экспериментально и теоретически исследовано магнитное состояние бората железа под действием одноосного давления и магнитного поля, приложенных в базисной плоскости. Две магнитные фазы - коллинеарная и угловая, - возможные в случае параллельности поля и давления, вырождаются в одну - угловую, - когда поле и давление не параллельны.

12.Расчет магнитных состояний бората железа в условиях высокого гидростатического давления с одноосной компонентой показал, что АФ вектор может выходить из базисной плоскости. Полученная полевая зависимость угла выхода хорошо описывает существующий эксперимент.

13.Определен вклад гидростатического давления в базисную гексагональную магнитную анизотропию тригональных антиферромагнетиков. В рамках развитой теории показано, что гексагональная анизотропия, усиленная гидростатическим давлением и обменом, существенно влияет на эффекты магнитного ДП звука в таких кристаллах. Рассчитанная с учетом гидростатического и одноосного давления угловая зависимость амплитуды акустической волны отражает основные закономерности эксперимента.

14.Разработана технология и синтезированы на затравку из газовой фазы изометричные монокристаллы бората железа с небазисными гранями оптического качества, пригодные для МО и МА экспериментов. Установлена корреляция между формами затравочного и синтезированного кристаллов, что позволяет процессом формообразования управлять. Разработана технология раствор-расплавного синтеза и получены кристаллы FeBO3 в виде базисных пластин крупных размеров высокого структурного совершенства.

15.Методами оптической гониометрии и рентгеноструктурного анализа исследована морфология синтезированных изометричных кристаллов. Установлено, что все образцы могут быть условно разделены на три группы: ромбоэдрические, пирамидально-призматические и таблеточные. При этом набор обнаруженных граней ограничивается пятью типами: , , , и .

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах

1.А.Р. Прокопов, В.Н. Селезнев, М.Б. Стругацкий, В.В. Усков, С.В. Ягупов. Доменная структура и процессы перемагничивания кристаллов FeBO3 // Тезисы II Семинара по функциональной магнитоэлектронике.- Красноярск, 1986. - С.39

2.M.B. Strugatsky, S.V. Yagupov, A.K. Pankratov, V.E. Zubov, V.V. Tarakanov. Bulk monocrystals of Iron Borate: synthesis, habitus, effects // International conference “Functional Materials” (ICFM-2001). Abstracts.-Ukraine, Crimea, Partenits, 2001.-P.73.

3.Панкратов А.К., Стругацкий М.Б., Ягупов С.В. Газотранспортный синтез и морфология изометричных монокристаллов бората железа. Ученые записки Таврического Национального Университета. Физика.-2007.-Т.20(59). №1.-С.64-73.

4.А.Р. Прокопов, В.Н. Селезнев, М.Б. Стругацкий, С.В. Ягупов. Наблюдение доменной структуры на небазисных гранях кристаллов FeBО3 // ЖТФ. - 1987. - Т.57. - №10. - С.2051- 2053.

5.Г.С. Кринчик, В.Е.Зубов, В.Н. Селезнев, М.Б. Стругацкий. Поверхностный магнетизм бората железа // ЖЭТФ. - 1988. - Т.94. - №10. - С.290 - 300.

6.Г.С. Кринчик, В.Е.Зубов, В.Н. Селезнев, М.Б. Стругацкий. Поверхностная магнитная анизотропия на небазисных гранях бората железа // В кн.: Тезисы докладов XVIII Всесоюзной конференции по физике магнитных явлений. - Калинин, 1988. - С.902 - 903.

7.В.Е. Зубов, Г.С. Кринчик, В.Н. Селезнев, М.Б. Стругацкий. Температурная зависимость поверхностной анизотропии бората железа // ФТТ. - 1989. - Т.31. -№6. - С.273 - 275.

8.V.E. Zubov, G.S. Krinchik, V.N. Seleznyov and M.B. Strugatsky. Near-Surface Magnetic Structures in Iron Borate // J. Magn. Magn. Mater. - 1990.-V.86.-P.105 - 114.

9.E.M. Maksimova, I.A. Nauhatskij, M.B. Strugatsky. Surface magnetism of non-ideal Iron Borate monocrystals // Functional Materials. - 2008. - V.15.- No 2.- P.244-246.

10.V.E. Zubov, M.B. Strugatsky, K.M. Skibinsky. Structure of near-surface magnetic layer in Iron Borate // International conference “Functional Materials” (ICFM-2005). Abstracts. - Ukraine, Crimea, Partenits, 2005. - P.40.

11.Zubov V.E., Strugatsky M.B., Skibinsky K.M.. Structure of near-surface magnetic layer in Iron Borate // Functional materials.-2007.-V.14. - No3.-Р.382-385.

12.A.P. Korolyuk, V.V. Tarakanov, V.I. Khizhnyi, V.N. Seleznoyv and
M. B. Strugatsky. Magnetoacoustic oscillations in antiferromagnet FeBO3 // Low Temp. Phys. - 1996. V.22. - Issue 8. - P. 708-712.

13.Мицай Ю.Н., Скибинский К.М., Стругацкий М.Б., Тараканов В.В. Эффекты линейного магнитоакустического двупреломления в FeBO3 // ФТТ. -1997. - Т.39. - №5. - С.901 - 904.

14.Mitsay Yu.N., Skibinsky K.M., Strugatsky M.B., Korolyuk A.P., Tarakanov V.V. and Khizhnyi V.I. Gakel'-Turov oscillations in iron borate // J. Magn. Magn. Mater. - 2000. - V.219. - I.3. - P.340 - 348.

15.Мальнев В.В., Селезнев В.Н., Стругацкий М.Б., Ягупов С.В., Андронова Н.В., Чечин А.И. Синтез монокристаллов FeBO3 высокой степени совершенства, обогащенных по изотопу 57Fe, для мессбауэровских исследований // Вопросы атомной науки и техники. Серия ядерно-физические исследования (Теория и эксперимент). - 1990. - Вып.5. - С.24 - 25.

16.Стругацкий М.Б., Ягупов С.В. Раствор-расплавный синтез монокристаллов бората железа // Ученые записки ТНУ. Физика. - 2006.- Т.19(58). - №1. - С.76 - 78.

17.Скибинский К.М., Стругацкий М.Б. О природе особенностей магнитоакустического эффекта в борате железа // Ученые записки СГУ. - 1999. - Т.12 (51). - №2.

18.Стругацкий М.Б., Скибинский К.М. Кристаллические блоки и тонкая структура магнитоакустического эффекта в борате железа // Ученые записки ТНУ. Физика. - 2000. - Т.13(52). - №2.-С.152 -156.

19.M.B. Strugatsky, K.M. Skibinsky, V.V. Tarakanov, V.I. Khizhnyi. Fine structure of Gakel'-Turov oscillations in iron borate // J. Magn. Magn. Mater. - 2002. - V.241. - I.2-3. - P.330 - 334.

20.Strugatsky M.B., Skibinsky K.M., Korolyuk A.P., Tarakanov V.V. and Khizhnyi V.I. Gakel'-Turov oscillations in Iron Borate//The Physics of Metals and Metallography. - 2001.-V.92.-S.1.- Р.127 - 129.

21.Стругацкий М.Б., Скибинский К.М., Хижный В.И., Тараканов В.В. Амплитудно-частотная характеристика бората железа в процессе магнитного двупреломления поперечного звука // Ученые записки ТНУ. Физика.- 2001.-Т.14(53).-№1.С.62- 67.

22.Strugatsky M.B., Skibinsky K.M., Tarakanov V.V. and V.I. Khizhny. Frequency dependence of Cotton-Mouton acoustic effect in Iron Borate // Functonal materials. - 2002. - V.9. - No 1. - P.68 - 71.

23.М.Б. Стругацкий, K.M. Скибинский, В.В.Тараканов, В.И. Хижный. Частотная зависимость амплитуды звука в реальном кристалле FeBO3 // В кн.: Сборник трудов XX международной школы-семинара «Новые магнитные материалы микроэлектроники». - М.: МГУ, 2006.- С.754 - 756.

24.Strugatsky M.B., Skibinsky K.M., Tarakanov V.V. and Khizhnyi V.I. Frequency dependence of sound amplitude in antiferromagnetic crystal FeBO3 // J. Magn. Magn. Mater. - 2007. - V.313. - No 1. - P.84 - 88.

25.М.Б. Стругацкий, K.M. Скибинский, В.В.Тараканов, В.И. Хижный. Магнитное двупреломление звука в реальном кристалле бората железа // В кн.: Сборник трудов XVIII международной школы-семинара «Новые магнитные материалы микроэлектроники». М.: МГУ, 2002. - С.806 - 808.

26.М.Б. Стругацкий, K.M. Скибинский, В.В.Тараканов, В.И. Хижный. Акустический резонанс в неоднородно деформированном антиферромагнетике FeBO3 // В. кн.: Сборник трудов XIX международной школы-семинара «Новые магнитные материалы микроэлектроники». М.: МГУ, 2004. - С.292 - 294.

27.M.B. Strugatsky, K.M. Skibinsky. Fabri-Perrot effect for transverse sound in weak ferromagnet FeBO3 // International conference “Functional Materials” (ICFM-2005). Abstracts. - Ukraine, Crimea, Partenits, 2005. - P.200.

28.M.B. Strugatsky, K.M. Skibinsky. Acoustic resonances in antiferromagnet FeBO3 // J. Magn. Magn. Mater. - 2007. - V.309. - P.64 - 70.

29.M. B. Strugatsky and K. M. Skibinsky. Size acoustic resonance in a nonuniformly magnetized slab of the weak ferromagnet FeBO3 // Low Temp. Phys. - 2007. - V.33. - Issue 5. - P.422 - 427.

30.Khizhnyi V.I., Tarakanov V.V., Korolyuk A.P., Strugatsky M.B.. Electromagnetic Generation of Sound in Iron Borate // Physica B. - 2000. V.284 - 288. - P.1451 - 1452.

31.Tarakanov V.V., Khizhnyi V.I., Korolyuk A.P., Strugatsky M.B.. Excitation of Magnetic Polaritons in Plates of FeBO3 //Physica B.-2000.-V.284-288.-P.1452-1453.

32.Стругацкий М.Б., Скибинский К.М. Расчет индуцированной механическими напряжениями одноосной магнитной анизотропии в кристалле бората железа // Ученые записки Таврического Национального Университета. Физика. -2006. - Т.19(58). - №1. - С.130 - 136.

33.Strugatsky M.B., Yagupov S.V.. Effect of pressure on magnetic state of iron Borate // Functonal materials. - 2002 .- V.9. - No 1. - P.72 - 74.

34.М.Б. Стругацкий, С.В. Ягупов, К.М. Скибинский. Магнитное состояние бората железа под действием внешнего одноосного давления // В кн.: Сборник трудов XVIII международной школы-семинара «Новые магнитные материалы микроэлектроники». - М.: МГУ, 2002. - С.894-896.

35.Strugatsky M.B., Yagupov S.V., Naukhatsky I.A., Nepevnaya N.S.. Angular dependence of magnetization in axially stressed FeBO3 monocrystal // Functonal materials. - 2006. - V.13. - No 3. - P.490 - 493.

36.Стругацкий M.Б., Ягупов С.В., Наухацкий И.А., Непевная Н.С. Намагничивание аксиально-напряженного монокристалла бората железа. Ученые записки ТНУ. Физика.-2007.-Т.20(59).-№1.-С.74-77.

37.Стругацкий М.Б. Магнитные состояния бората железа в условиях высокого гидростатического давления с аксиальной компонентой // Ученые записки ТНУ. - 2006. - Т.19(58). - №1. - С.96 - 99.

38.K.M. Skibinsky, M.B. Strugatsky. Influence of pressure on magnetic and magnetoacoustic effects in rhombohedral antiferromagnets // International conference “Functional Materials” (ICFM-2007). Abstracts.-Ukraine, Crimea, Partenits, 2007. - Р.261.

39.S.V. Yagupov, M.B. Strugatsky, N.S. Postivey, S.S. Kostulin. Differential thermal analysis method using for investigation of crystallization zones // International conference “Functional Materials” (ICFM-2007). Abstracts. - Ukraine, Crimea. Partenits, 2007. - Р.389.

Цитируемая литература

1.Neel L. L'anisotropie magnetiye superficielle et substructures d'orientation // J. Phys. Rad. - 1954. - V.15. - No 4. - P. 225 - 239.

2.Кринчик Г.С., Хребтов А.П. Аскоченский А.А., Зубов В.Е. Поверхностный магнетизм гематита // Письма в ЖЭТФ. - 1973. - Т.17. - №9. - С.466 - 470.

3.Кринчик Г.С., Зубов В.Е. Поверхностный магнетизм гематита // ЖЭТФ. -1975. - Т.69. - № 2(8). - С.707 - 721.

4.Балыкина Е.А. Ганьшина Е.А., Кринчик Г.С. Магнитооптические свойства редкоземельных ортоферритов в области спин-переориентационных переходов // ЖЭТФ. - 1987. - Т.93. - №5(11). - С.1879 - 1887.

5.Балыкина Е.А.,Ганъшина Е.А.,Кринчик Г.С. Поверхностный магнетизм в тербиевом ортоферрите // ФТТ. - 1988. - Т.30. №2. - С.570 - 573.

6.Лабушкин В.Г., Руденко В.В., Саркисов Э.Р., Саркисян В.А., Селезнев В.Н. Наблюдение наведенной магнитной анизотропии в поверхностном слое слабоферромагнитных кристаллов 57FeBO3 методом мессбауэровской дифракции // Письма в ЖЭТФ. - 1981. - Т.34. - №11. - С.568 - 572.

7.Туров Е.А. Антиферромагнитные эффекты в акустике // ЖЭТФ. - 1987. -Т.92. - №5. - С.1886 - 1893.

8.Туров Е.А. Акустический эффект Коттона-Мутона в антиферромагнетиках // ЖЭТФ. - 1989. - Т.96. - №6.- С.2140 - 2148.

9.Гакель В.Р. Акустическое двулучепреломление в антиферромагнитном MnCO3 // Письма в ЖЭТФ. - 1969. - Т.9 - С.590 - 594.

10.Ожогин В.И., Преображенский В.Л. Эффективный ангармонизм упругой подсистемы антиферромагнетиков // ЖЭТФ. - 1977. - V.73. - №3. - С.988 - 1000.

11.Королюк А.П., Тараканов В.В., Хижный В.И., Селезнев В.Н., Стругацкий М.Б. Магнитоакустические осцилляции в антиферромагнетике FeBO3 // Физика низких температур. - 1996. - Т.22. - Вып.8. - С.924 - 928.

12Тараканов В.В., Хижный В.И. Смягчение “немагнитной” упругой моды в пластине антиферромагнетика FeBO3 // ФНТ. - 1996. - Т.22. - №7. - С.752 - 757.

13.Камзин А.С., Ольховик Л.П., Снеткова Е.В.. Синтез и исследование слабоферромагнитных кристаллов Fe1-xGaxBO3 // ФТТ. - 2003. - Т.45. - Вып.11. - С.2025 - 2027.

14.Кринчик Г.С., Зубов В.Е., Лысков В.А. Проявление области формирования отраженной световой волны в магнитооптическом эксперименте // Оптика и спектроскопия. - 1983. - Т.55. - С.204 - 206.

15.Инби Дун, Зубов В.Е. Определение глубины формирования магнитооптических эффектов в CoNi пленках // ЖТФ.- 1998.- 68.- №2.- C.69-72.

16.Туров Е.А., Мирсаев И.Ф., Николаев В.В. Специфические эффекты акустического двупреломления в антиферромагнетиках // УФН.- 2002. - Т.172. - №2. - С.193 - 212.

17.Туров Е.А., Колчанов А.В., Меньшенин В.В. и др. Симметрия и физические свойства антиферромагнетиков. - М.: Физматлит, 2001. - 560с.

18.Seavey M.H. Acoustic resonance in the easy-plane weak ferromagnets -Fe2O3 and FeBO3 // Sol. State Comm. - 1972. - V.10. - No 2. - P.219 - 225.

19.Глазков В.П., Кичанов С.Е., Козленко Д.П., Савенко Б.Н., Соменков В.А. Изменеие магниной структуры FeBO3 при высоких давлениях // Письма в ЖЭТФ. - 2002. - Т.76 - №4. - С.251 - 253.

20.Саркисян В.А., Троян И.А., Любутин И.С., Гаврилюк А.Г., Кашуба А.Ф. Магнитный коллапс и изменение электронной структуры в антиферромагнетике FeBO3 при воздействии высокого давления // Письма в ЖЭТФ. - 2002. - Т.76. - №11. - С.788 - 793.

21.Ахмадуллин И.Ш., Мигачев С.А., Садыков М.Ф., Шакирзянов М.М. Mагнитное двупреломления звука и магнитоакустические осцилляции в гематите // ФТТ. - 2004. - Т.46. - Вып.2. - С.305-307.

22.Diehl R., Rauber A., Friedrich F. Vapor Growth of Bulk FeBО3 Single Crystals // J. Cryst. Growth. - 1975. - V.29. - No 2. - P.225 - 233.

Размещено на Allbest.ru

...