Добавил:
ivanov666
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз:
Предмет:
Файл:Современная наука в теории и практике. Часть IV. Монография
.pdf
б
S
c
o
o
o
рацита получилось две «необычные» структуры (рис. 2), возможность реализации которых была признана В. Е. Найшем, известным специалистом по разработке теоретико-групповых методов определения магнитных структур.
a
S
o
o
3
'
o
Рисунок 2. Модели антиферромагнитных структур, соответствующие ромбоэд-
рической (а) и моноклинной (б) симметрии сегнетомагнитной фазы.
Тогда было предположено, что при МФП происходит такое изменение
симметрии фазы R3c, которое допускает существование ферромагнитной компоненты F, то есть спонтанной намагниченности M
, вдоль тройной оси или ор-
s
тогонально плоскости симметрии группы R3c.
В первом случае при магнитном упорядочении должен происходить ФП
R3c o R3 (принцип Неймана). Но симметрия R3 допускает только коллинеарную ориентацию полярного и аксиального векторов (M
и Ps), т. е. при МФП
s
происходит спонтанное нарушение P-четности и T-четности (аналог электрического дипольного момента нейтрона). Это замечание до сих пор не воспринимается должным образом соответствующими специалистами, которым кажется,
что подобные аналогии неуместны. По этой причине результаты довольно
сложной работы были опубликованы лишь в препринте [41] и диссертации [42],
где ничего не говорилось об исходной цели наших исследований. Далее приводятся результаты выполненных автором рентгендифракционных измерений и
их трактовку в рамках рассматриваемой темы.
Для обнаружения очень слабых искажений псевдокубической элементарной ячейки при МФП измерялись двумерные распределения интенсивностей
двух дифракционных пиков, показанные на рис. 3 и 4 (индексы псевдокубической структуры, рентгеновское излучение, линия CuKD
ставлял собой призму роста с размерами ~ 0.12u0.15u0.7 мм
). Монокристалл пред-
1
3
, полученную ме-
тодом газотранспортных реакций.
21
Информация об известных ФП в кристалле Fe–I борацита позволила выбрать для измерений две температуры образца: 160 и 40 K. Самая низкая температура (20 K) определялась временем использования одного сосуда Дьюара,
так как каждый из приведенных на рис. 35 результатов необходимо было получить в одном цикле измерений при последовательном снижении температуры. (Распределения интенсивностей, показанные на рис. 3, измерены в течение
36 часов.) В противном случае говорить о надежности полученных результатов
не имеет смысла, потому что при термоциклировании, как правило, двойниковые структуры не воспроизводятся.
Рисунок 3. Двумерные распределения интенсивностей для отражения (10 10 0).
Глядя на рис. 3, можно легко понять, что до 40 K в кристалле сохраняется
ромбоэдрическая симметрия R3c, а при снижении температуры до 20 K наблюдаются заметные изменения формы линий равных интенсивностей, что является
признаком структурного ФП. Но при ФП R3c o R3 изменения формы таких линий для отражения (14 0 0) должно быть менее заметно, так как в этом случае параметры псевдокубической элементарной ячейки (a | b | c) не должны изменяться, что противоречит показанным на рис. 4 результатам. Таким образом, наши
экспериментальные данные соответствуют ФП, при котором теряется ось симметрии третьего порядка, т. е. магнитная фаза имеет моноклинную симметрию.
Отметим, что подобную методику обнаружения ФП при очень малых искажениях структуры исходной фазы можно использовать только при наличии в
образце кристаллических двойников, процессы образования которых изучались
нами в других работах.
Приведенная на рис. 5 температурная зависимость полуширины отражения (14 0 0) получена следующим образом. При каждой температуре определялись угловые положения детектора 2
T
и кристалла Z, при которых регистриро-
22
вались максимальные величины интенсивностей. Затем при фиксированном уг-
T
измерялась полуширина пика при Z-сканировании. Cравнение рис. 5 с ре-
ле 2
зультатами нейтронографических измерений [40] приводит к однозначному выводу: при T ~ 33 K в FeI бораците одновременно с магнитным происходит и
структурный ФП. Моноклинная симметрия магнитной фазы допускает только
ортогональную ориентацию векторов M
и Ps, что подтверждают и результаты
s
макроскопических измерений [39].
Рисунок 4. Двумерные распределения интенсивностей для отражения (14 0 0).
Низкотемпературные фазы большинства борацитов имеют симметрию
2mm (пр. гр. Pca2
P2
, после которого направления Ps и Ms должны быть коллинеарны оси сим-
1
), и в них при МФП можно ожидать реализации ФП Pca21 o
1
метрии. Вообще говоря, сегнетомагнетики оказываются чрезвычайно интересными объектами исследований, связанных с нарушением принципов инвариантности, так как их «магнитные монокристаллы» можно получить приложением электрического поля вдоль известного направления P
.
s
23
Рисунок 5. Температурная зависимость полуширины кривой
Z
-сканирования
отражения (14 0 0).
6.2. Ферромагнитные пленки. Сплав Co
67Fe31V2
используется для изго-
товления нейтронно-оптических покрытий. Для пленок такого состава, полученных методом магнетронного распыления в Отделе нейтронной оптики
ПИЯФ, наблюдалась плохая воспроизводимость их магнитных свойств, причину которой и предполагалось установить. В конечном счете, была определена
симметрия магнитной фазы [43, 44], решена задача о наведенной одноосной
анизотропии [45, 46], обнаружен сильный термомагнитный эффект [43] и предложена модель этого явления [45, 47].
Магнитные, рентгендифракционные и нейтронные измерения выполнялись на пленках толщиной от 0.15 до 3 мкм, напыленных на стеклянные подложки толщиной 0.15 мм. Для всех образцов наблюдалась сильная одноосная
магнитная анизотропия. Коэрцитивная сила в направлении
ничивания H
= 15120 Э.
c
оси легкого намаг-
На первом этапе работы при отжиге пленок без приложения внешнего
магнитного поля были обнаружены сильные изменения остаточной намагниченности M
(рис. 6), что послужило стимулом для разработки специальной ме-
r
тодики дифракционных измерений [44, 48]. Приведенные на рис. 7 и рис. 8 результаты получены на почти свободной пленке (после напыления пленки в
стеклянной подложке толщиной 0.1 мм вытравливался диск Ø a 12 мм) до и после отжига ее при 150qС в течение одного часа.
Максимум функции пространственного распределения плоскостей (111)
кристаллитов квазикубической фазы совпадает с плоскостью пленки, а кристаллическая текстура магнитной фазы позволила определить искажения ее
элементарной ячейки. Объяснить геометрию измерений проще всего следующим образом. Будем считать, что вместо пленки имеется монокристалл, плоскость (111) которого совпадает с поверхностью пленки. В таком случае пары
измерений (1, 3) и (2, 4) при M 0 (рис. 7 а) соответствуют отражениям (110) и (
10) от такого кристалла. При вращении кристалла вокруг нормалей к этим
1
плоскостям угловые положения дифракционных пиков не будут изменяться, но
наличие в пленке текстуры магнитной фазы приведет к тому, что измеряемые
24
величины межплоскостных расстояний d
ла M. Аналогичным образом измерены зависимости d
\
угол между плоскостями (11) и (hkl).
будут зависеть от азимутального уг-
hkl
(M) и d
200
(M). На рис. 7, 8
211
Вычисленные величины
d
d
= 0.201832(1) нм, d
īıo
= 0.2012190(27) нм, d
ıoı
= 0.201550(1) нм,
īoı
= 0.201324(1) нм
ııo
и угол
E
(8 ± 1)c соответствуют моноклинной симметрии кристалла (точечная
группа 2/m), ось b элементарной ячейки (ЭЯ) которого ортогональна плоскости
m и коллинеарна направлению [
10] квазикубической ЭЯ. Деформация «куби-
1
ческой» структуры вдоль направлений типа [110] 'd 0.00252 почти в 20 раз
больше известной из литературных данных величины магнитострикции
O
(Величина
автору не известна.) Компоненты деформации кубической ЭЯ
110
O
100
показаны на рис. 9.
.
Рисунок 6. Остаточный момент и коэрцитивная сила в зависимости от температуры отжига, измеренные вдоль легкой оси намагничивания. Отжиг при каждой температуре выполнялся в течение одного часа.
25
Рисунок 7. Межплоскостные расстояния: а) d
пленки для
\
90q (2, 4) и \ 35q (1, 3); б) d
Рисунок 8. Величины d
\
20q (1), \ 62q (2) и \ 90q (3).
211
002
после отжига образца для
до (1, 2) и после (3, 4) отжига
110
до (1) и после (2) отжига пленки.
Рисунок 9. Деформация кубической элементарной ячейки.
26
Как уже говорилось, сам факт моноклинной симметрии магнитной фазы
оказывается бесспорным доказательством нарушения Т-четности при соответствующем МФП, что, вообще говоря, ничего нового для физики магнитных материалов не дает. Только нарушение принципа Т-инвариантности, для обнаружения признаков которого мы начали использовать поляризованные нейтроны,
позволяет внятным образом объяснить взаимосвязь экспериментальных данных
с условиями изготовления образцов. Это обстоятельство и определяло основное
направление работ, начатых в 1999 г. Измерения выполнялись на установках
малоуглового рассеяния (реактор ВВР-М, Гатчина).
Уже в первых опытах [49, 50] был обнаружен интересный факт: в одних
образцах наблюдались однонаправленные магнитные текстуры, в других одноосные. Наличие магнитных доменов с противоположными направлениями
намагниченностей (одноосная текстура) связано, похоже, с пространственной
ориентацией соответствующих кристаллитов моноклинной фазы.
Более интересным оказался вопрос о направлении оси легкого намагничивания (ЛО), так как напыляемые пленки находятся в слабом магнитном поле
(~ 20 Э) магнетронной системы, а направление этого поля и ЛО для пленок
сплава Co
67Fe31V2
совпадают. Для решения этой задачи нами изменялась гео-
метрия пучков напыляемых частиц, и наблюдалось плавное падение степени
анизотропии с последующим изменением направления ЛО [51]. На ориентацию
ЛО влияют, конечно, и другие факторы, так как для многослойной системы
FeCo/Ti–Zr ЛО ортогональна направлению магнитного поля. Сравнение рис. 6
и рис. 7, 8 показывает, что рост остаточной намагниченности при отжиге пленки связан с изменениями кристаллической текстуры моноклинной фазы. Эта
текстура редко воспроизводится при изготовлении образцов, что и приводит к
соответствующему отличию их физических свойств. С другой стороны, сопоставление результатов измерений, выполненных на образцах с разными исходными кристаллическими текстурами, позволяет обнаружить общие закономерности изучаемых явлений.
Для примера приведем результаты измерений индукции при отжиге пленок, которые получены методом «вращения вектора поляризации» [45, 47, 52].
Плоскости пленок устанавливались ортогонально пучку поляризованных
нейтронов, вдоль направления которого прикладывалось «ведущее» магнитное
поле H ~ 3 Э. Пленки отжигались в печке, вакуумный объем в которой заполнялся гелием.
До ~ 200qС для двух образцов видны качественные отличия в поведении
индукция (рис.10), что трудно понять без информации об исходных магнитных
текстурах (одноосной и однонаправленной). Подобные экспериментальные
данные позволили перейти к уточнению известных моделей термомагнитного
эффекта.
В традиционных схемах механизм получения постоянного магнита методом термомагнитной обработки (ТМО) объясняются следующим образом. Исходная заготовка в большинстве случаев представляет собой размагниченное
состояние. Приложение внешнего магнитного поля приводит к перестройке доменной структуры с образованием намагниченного состояния и к появлению
27
упругих напряжений на границах бывших доменов. После отжига эти напряжения исчезают, что приводит к стабилизации однонаправленной магнитной текстуры. Понятно, что без учета действительной симметрии магнитной фазы вряд
ли удастся предложить нечто иное.
Наблюдать изменения кристаллической текстуры магнитной фазы в процессе термической обработки практически невозможно, но поведение средней
величины индукции при отжиге образца (рис. 10) указывает на сложный характер таких изменений. В нашей схеме конечный результат ТМО объясняется
упорядочением направлений осей b моноклинной фазы. Для описания механизма такого упорядочения, аналогичного процессу рекристаллизации, используем следующую модель. При МФП в монокристалле парамагнитной фазы образуется двойники моноклинной фазы, для которых имеется 12 возможных
вращательных направлений (в терминологии А. В. Шубникова) оси b. При
нагреве такого «поликристалла» в магнитном поле H (аналог локальной величины индукции в пленке) тепловые колебания ионов кристалла станут сравнимы с их смещениями из положений кубической решетки, и начнется перестройка структуры двойников, в результате которой оси b «выберут» минимальный
угол с направлением H. В идеальном случае должен получиться монокристалл
моноклинной фазы, если H приложено вдоль одного из направлений типа [110].
Рисунок 10. Режимы отжига и значения индукции для двух пленок.
Поведение интенсивностей малоуглового рассеяния (МР) подтверждает
основную идею такой схемы, так как интенсивность J
на рис. 11 пропорцио-
0
нальна средним размерам областей однородной намагниченности, а ее ход повторяет температурную зависимость индукции на рис. 10 а. (Поляризованные
нейтроны позволили одновременно измерять индукцию и малоугловое рассеяние.) Дополнительная информация содержится в интенсивностях рассеянных
нейтронов. (Интенсивность J
направления прямого пучка, при 2
, показанная на рис. 11, измерялась вблизи
1
T
~ 13′.) Такая корреляция намагниченности
и параметров малоуглового рассеяния позволяет определять оптимальные ре-
28
жимы термообработки массивных образцов, на которых использовать малоугловое рассеяние нейтронов для измерения намагниченности невозможно.
Измерения на массивных образцах необходимы и для изучения влияния
упругих напряжений на процесс упорядочения кристаллической текстуры моноклинной фазы, что, по-видимому, наиболее ярко проявляется при повторном
нагреве пленки, отожженной при 220qС (рис. 12.)
Рисунок 11. Изменения интенсивностей в прямом (J
) и рассеянном (J1) пучках
0
нейтронов.
Рисунок 12. Повторный нагрев пленки после ее отжига при 220qС.
Для трех состояний пленки приведем и гистерезисные кривые (рис. 13),
измеренные индукционным методом при частоте 50 Гц
29
Рисунок 13. Гистерезисные кривые, измеренные вдоль легкой и трудной
осей намагничивания: исходное состояние (а), после отжига пленок при
220qС (б) и 500qС (в).
Для определения магнитных текстур пленок наиболее удобным методом
оказалась рефлектометрия поляризованных нейтронов, для использования которой необходимы пленки на толстых подложках (D ~ 5 мм). Общая схема разных вариантов изменения зеемановской энергии нейтронов при малоугловом
рассеянии [53] позволяет объяснить многие экспериментальные данные.
Далее используются нестандартные обозначения интенсивностей, которые соответствуют состояниям измерительной установки. Для получения определенной ориентации спина нейтрона S к пленкам прикладывалось малое вертикальное магнитное поле, которое не изменяло их текстуры. Малоугловое
«рассеяние» измерялось в горизонтальной плоскости.
Для исходного состояния
S↑↑H измеренный после рассеяния результат S↑↑H обозначим символом J(00),
а S↑↓H символом J(01). Для исходного состояния S↓↓H получим, соответственно, J(11) и J(10). Отдельные пики обозначаются символами (mn). Состоя-
ние S↑↑H определяется после измерения интенсивностей отражений намагни-
ченной пленкой: для зеркальных отражений J(00) » J(11).
Приведенные на рис. 14 интенсивности J(01) и J(10) измерены на пленке
толщиной d = 2.5 мкм. Образцы такой толщины использовались ранее во всех
опытах по изучению механизма термомагнитного эффекта. Сплошные линии
аппроксимация функциями Гаусса, которая позволяет вычислить параметры
отдельных пиков. Угловые положения максимумов зеркальных отражений 2
T
зер
~ 78′ определялись после обработки результатов измерений интенсивностей
J(00) для образца и прямого пучка. Интегральные интенсивности Q(mn) всех
пиков (01) и (10) меньше 10% величины Q(00). Для однонаправленной магнитной текстуры незеркальные отражения J(01) и J(10) находятся по разные стороны от зеркальных, а величины их смещений от положений зеркальных пиков
'(2
T
) пропорциональны намагниченности образца.
Намагниченность пленки пропорциональна «поляризационному отношению»
S = (J(00) J(11))/(J(00) + J(11)), (4)
30
Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]