Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Литературный обзор. постановка задачи 10
1.1. Уравнение движения доменной границы в магнито-упорядоченном кристалле 10
1.2. Механизмы диссипации энергии движущимися доменными границами в магнитных диэлектриках 14
1.3. Влияние структуры доменной границы на ее динамические свойства 20
1.4. Динамика доменных границ в многоосных монокристаллах иттриевого феррограната 24
Выводы. Постановка задачи 29
Глава II. Аппаратура и методы исследования магнитных характеристик феррймагнетиков 31
Вводные замечания 31
2.1. Магнитооптическая стробоскопическая установка для измерения динамических параметров доменных стенок 33
2.2. Аппаратура для измерения магнитной проницаемости и петель гистерезиса магнитомягких ферромагнетиков 45
Глава III. Экспериментальное исследование динамики доменных стенок в иттриевом феррогранане 57
3.1. Методика измерения подвижности и эффективной массы 180-градусных доменных границ 57
3.2. Зависимость динамических свойств доменных границ от величины внешнего магнитного поля 62
3.3. Прямое экспериментальное исследование динами ческой структуры 180-градусной доменной границы 68
3.4. Обсуждение результатов 80
Заключение к Ш главе 84
Глава ІV. Экспериментальное исследование влияния дефектов кристаллической структуры на фотомагнитный эффект в монокристаллах йттриевого феррограната 86
4.1. Краткий обзор сведений о фотомагнитном эффекте в иттриевом феррогранате. Постановка задачи 86
4.2. Методические вопросы исследования 91
4.3. Влияние различных факторов на величину фотомагнитного эффекта в иттриевом феррогранате 95
Общие выводы и заключение
Литература
- Механизмы диссипации энергии движущимися доменными границами в магнитных диэлектриках
- Аппаратура для измерения магнитной проницаемости и петель гистерезиса магнитомягких ферромагнетиков
- Зависимость динамических свойств доменных границ от величины внешнего магнитного поля
- Влияние различных факторов на величину фотомагнитного эффекта в иттриевом феррогранате
Введение к работе
Движение доменной границы (ДГ) является элементарным актом, определяющим намагничивание ферромагнетиков. Без принципиального анализа основных механизмов, лимитирующих сопротивление ее перемещению, невозможно построение последовательной физической теории намагничивания магнитоупорядоченных веществ. В последнее время задача исследования подвижности ДГ приобрела и непосредственно практическую значимость: скорость ДГ напрямую лимитирует быстродействие новых перспективных элементов памяти для ЭВМ, использующих микродомены в качестве носителей информации. Именно это обстоятельство стимулировало глубокую разработку в очень короткие сроки теории и широкий фронт экспериментального изучения динамики ДГ в одноосных тонко пленочных материалах, для которых 2ХМ «К (М - намагниченность насыщения единицы объема магнетика, К - константа анизотропии), что обеспечивает выгодность образования цилиндрических магнитных микродоменов (информационных битов).
Подвижность ДГ в многоосных диэлектрических ферромагнетиках, у которых 2Х~Ма»К , в частности, в иттрий-железистом гранате (ИЖГ), оказалась менее исследованной. Между тем использование этих кристаллов открывает дополнительные экспериментальные возможности для решения некоторых фундаментальных проблем физики ДГ: исследования структуры 180-градусных блоховских стенок, их взаимодействия с дислокациями и т.д. Полученные к настоящему времени на ИНГ в немногочисленных работах результаты уже поставили ряд важнейших дискуссионных вопросов.
Первые измерения скорости ДГ (V), выполненные в иттриевом гранате индукционным методом, показали, что она растет линейно с напряженностью внешнего магнитного поля (и), а величина подвижности почти на два порядка меньше вычисленной по данным о параметре затухания (Л), полученным из измерений ширины линии ферромагнитного резонанса (ФМР).. Столь разительное расхождение, не наблюдавшееся на других материалах, вызывало удивление и не получило исчерпывающего объяснения.
Согласно существующим в настоящее время представлениям, зависимость V(h) должна быть нелинейной. Причины формирования нелинейности v(u) могут определяться сменой механизмов диссипации энергии движущимися ДГ по мере изменения их скорости. Так, в слабых полях сопротивление смещению границ определяется потенциальными барьерами, связанными либо с периодичностью расположения атомов в кристаллической решетке, либо с ее дефектами. В более высоких полях движение ДГ становится надбарьерным и начинает лимитироваться разнообразными способами перекачки энергии от ДГ к различным ветвям элементарных возбуждений кристалла (магнонам, фононам и т.д.). При движении в поле дефектов она может излучать спиновые волны, которые,в принципе,могут играть существенную роль в динамическом торможении такой медленно движущейся стенки. По мере роста величины внешнего магнитного поля решающий вклад в сопротивление движению ДГ вносят процессы рассеяния магнонов на стенке, а при приближении V к значению минимальной фазовой скорости спиновых волн отток энергии от ДГ должен определяться и радиационными потерями, связанными с когерентным излучением спиновых волн. Из этого краткого перечня очевидно, что параметры, характеризующие диссипацию энергии при переориентации спинов в процессе движения ДГ, в общем случае должны зависеть от ее ско- - б - рости и могут за пределами какого-то интервала отличаться от тех, которыми определяется рассеяние энергии в системе прецессирующих спинов при измерениях однородного ФМР.
Даже при одном и том же процессе релаксации (А= const), лимитирующем скорость ДГ в широком интервале V , нелинейность зависимости V (U) может быть обусловлена динамическим изменением структуры границы, получившим к настоящему времени наиболее широкое обсуждение применительно к высокоанизотропным магнитным пленкам.
Не менее важной проблемой, возникшей при исследовании свойств ЮТ, является и необходимость выяснения природы светочувствительных центров, определяющих изменение его магнитных свойств под действием света. Проведенные к началу диссертационной работы исследования давали основание предполагать, в частности, что освещение этих кристаллов в определенных условиях приводит к изменению и условий движения доменных границ. Однако имеющиеся экспериментальные данные недостаточны и противоречивы для составления ясного представления о механизме влияния света на изменение условий смещения границ. Исследование этого эффекта необходимо для выяснения всех возможных механизмов, лимитирующих движение стенок в таких диэлектрических магнетиках, каким является иттриевый феррогранат.
Одним из важных обстоятельств, вытекающим из анализа литературных данных, было то, что результаты измерений, выполненных различными авторами, а иногда одними и теми же, но на различных образцах одного и того же типа, существенно различались между собой. Это свидетельствовало о том, что исследования природы светочувствительных центров нужно вести и в направлении выясне- ния влияния реальной структуры кристалла на характеристики "фотомагнитного эффекта" (ФМЭ).
На основе вышеизложенного в настоящей диссертационной работе ставилась задача, с одной стороны, разработать методику прецизионного измерения динамических характеристик движения ДГ и с ее помощью исследовать зависимость этих параметров от различных факторов в иттриевом феррогранате, з, с другой стороны, изучить особенности фотомагнитного эффекта в зависимости от реальной структуры этого кристалла, изменяющейся под действием пластической деформации и облучения.
В результате проведенных исследований были разработаны методики и сконструирована аппаратура, позволявшая измерять динамические характеристики ДГ с одновременным наблюдением их структуры, а также измерять кривые намагничивания, петли гистерезиса и магнитную проницаемость исследуемого материала как в темноте, так и при его облучении. Показано, что начиная с очень малых М , соизмеримых с коэрцитивной силой, как скорость границ, так и ее масса нелинейно зависят от величины намагничивающего поля, причем масса стенки на три порядка превышает вычисленную по теории Дерин-га.
На основе анализа экспериментальных результатов установлено, что нелинейные зависимости скорости стенки и ее массы от внешнего поля обусловлены не только гироскопическим механизмом, приводящим к необратимому изменению состояния стенки по блоховским линиям, но и сменой механизма диссипативных потерь. Получены прямые экспериментальные доказательства протекания процессов динамического преобразования структуры границы, включающие необратимое смещение и зарождение блоховских линий в движущейся доменной стенке. Исследовано влияние потенциальных барьеров, связанных с дислокациями, на характер движения стенки в переменном магнитном поле. Приведены прямые экспериментальные доказательства изменения распределения намагниченности в стенке и ее состояния по блоховским линиям при взаимодействии ДГ с дислокацией.
Обнаружено уменьшение магнитной проницаемости ИЖГ при азотных температурах в процессе облучения его гамма-квантами и электронами, происходящее в слабых намагничивающих полях как за счет светочувствительных центров, ответственных за ФМЭ, так и в результате проявления других, не реагирующих на воздействие света, центров.
Показано, что при освещении МІГ светом одновременно с фото-индуцированным уменьшением магнитной проницаемости идет процесс ее релаксации, интенсивность которой существенно зависит от времени облучения.
Установлено, что состояние светочувствительных центров предопределяется условиями кристаллизации, а величина фотомагнитного эффекта существенно зависит от плотности дислокаций и собственных точечных дефектов, которые при больших концентрациях полностью подавляют чувствительность итгриевого феррограната к свету.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, выводов и списка цитированной литературы.
Во введении обосновывается актуальность работы, формулируется ее задача, приведены краткие выводы.
В первой главе дан обзор литературных данных по экспериментальному и теоретическому исследованию динамических характеристик доменных границ в магнитных диэлектриках.
Вторая и третья главы посвящены изложению методики, описанию аппаратуры и результатов, полученных при исследовании 180-градусной ДГ в иттриевом гранате при комнатной температуре.
В четвертой главе дан краткий обзор результатов работ по фотомагнитному эффекту, полученных к началу выполнения диссертационной работы, и описаны оригинальные исследования этого эффекта в иттриевом феррогранате.
Основные результаты диссертации опубликованы в [160-168] и докладывались на девяти Всесоюзных конференциях и семинарах и на одной Международной конференции. - ю -
Механизмы диссипации энергии движущимися доменными границами в магнитных диэлектриках
Механизмы, определяющие сопротивление движению ДГ, могут вызываться явлениями, имеющими существенно различную природу. Как известно [12], их принято условно разделять на два класса. Первый из них вызван потенциальными барьерами для движения границы, связанными либо с периодичностью расположения атомов в кристаллической решетке (барьеры Пайерлса [13]), либо с ее дефектами [l4,I5J . Энергия U/ границы зависит от координаты X , в направлении ее движения в потенциальном рельефе. Перемещение ДГ на макроскопические, соизмеримые с размером образца расстояния, может начаться лишь тогда, когда действующая на нее со стороны внешнего магнитного поля Н сила превышает некоторое критическое значение -коэрцитивную силу Н0 = [ dW/dx]max/2M В полях, мало превышающих Нс, движение доменных границ может быть неравномерным из-за влияния барьеров, созданных дефектами кристаллической решетки [іб].
В условиях надбарьерного движения доменной стенки (Н НС) сопротивление ее перемещению определяется вторым классом механизмов, имеющих диссипативную природу.
В совершенных кристаллах магнитных диэлектриков подведенная к стенке энергия может рассеиваться за счет взаимодействия ДГ с элементарными возбуждениями в различных его подсистемах (с маг-нонами и фононами Гі7,І8]).
При малых скоростях стенки (много меньших фазовых скоростей звуковых волн) вкладом тепловых фононов можно пренебречь из-за малой связи прямых взаимодействий между упругой и магнитной подсистемами \l8,I9J. Вязкое торможение ДГ, определяемое в этих условиях столкновениями с тепловыми магнонами, исследовалось, в частности, в работе Абызова и Иванова [19,20] . Применительно к высокоанизотропным одноосным ферромагнетикам (К» 2JM ) ими проанализированы механизмы передачи энергии от ДГ в магнонную подсистему за счет двух- и трехчастичных процессов рассеяния маг-нонов. Было показано, что при малых скоростях движения ДГ ее торможение происходит в основном за счет трехчастичных процессов рассеяния магнонов, тогда как при превышении V некоторого критического значения V основную роль начинают играть двухчастичные столкновения. Как следствие этого, сила торможения fa доменной стенки оказывается нелинейно зависящей от скорости движения ДГ: при у у является линейной функцией V , а при V v сила Fn v? Значение же v существенно зависит от параметров материала и температуры (Т).
В ферримагнетиках, обладающих кубической или ромбической анизотропией [2l], соотношения между величинами вкладов в силу торможения ДГ от двух- и трехчастичных процессов оказываются отличными от приведенных в [20].
Для случая движения границ в слабых ферромагнетиках типа ор-тоферрита иттрия теоретически исследовано [22] торможение стенки за счет четырехмагнонных столкновений. Анализ этих процессов дал выражения для подвижности ДГ, зависящей от температуры как
R i/T , подобно тому, как это наблюдалось в эксперименте [23]. В литературе также активно обсуждаются механизмы диссипации энергии за счет излучения движущимися ДГ спиновых волн. Впервые на возможность излучения спиновых волн движущимися ДГ было указано в [24].
Физическая основа для теоретического анализа этих процессов по-существу была заложена в работах [25,2б], показавших, что в ферромагнетике, содержащем ДГ, наряду с обычными "объемными" спи новыми волнами, существующими внутри однородно намагниченных доменов, возбуждаются и специфические - "трансляционные" волны, распространяющиеся только в пределах ДГ. Их возбуждение в ДГ и взаимодействие с другими ветвями спиновых волн и фононов и определяет каналы отвода энергии от ДГ.
Передача энергии от ДГ в магнонную подсистему может происходить за счет излучения как трансляционных [27,28], так и объемных [27,29] мод колебаний. Причем наибольшая вероятность этого процесса ожидается в условиях нестационарного движения ДГ, которое реализуется под действием гиромагнитных сил (см. 1.3) в магнитных полях, превышающих некоторое критическое значение [28-31].
При достижении же скорости движения ДГ величины минимальной фазовой скорости спиновых волн появляется, как ожидается [32,33], возможность и "когерентного" их излучения.
Потери энергии доменными стенками путем излучения спиновых волн возможны и в слабых полях [27].
При движении ДГ со скоростями, близкими к скоростям звуковых волн S , эффективное торможение доменных границ может происходить за счет когерентного излучения фононов. Торможение ДГ из-за взаимодействия с фононной подсистемой рассматривалось в работах [34-3б]. В частности, было показано, что движение ДГ в ортоферри-тах в наибольшей степени тормозится при V = S .
Аппаратура для измерения магнитной проницаемости и петель гистерезиса магнитомягких ферромагнетиков
Блок управления выполнен на логических интегральных микросхемах серии 155 и не имеет схемных особенностей. Внешний задающий генератор запускает БУ импульсами с частотой следования 4j . Пересчетная схема, выполненная на логических тригеррах, осуществляет формирование как импульсов синхронизации стробосциллографа частотой 2 {, так и импульсов запуска генератора импульсного магнитного поля (ГИМП) с частотой j путем деления частоты Ц- , соответственно, на 2 и 4. Генератор тактовых импульсов формирует синхроимпульсы для запуска аналогового преобразователя с перфоратором (20) и используется также для формирования временных соотношений между управляющими сигналами в режиме калибровки. Количество циклов измерения от одного до пятнадцати осуществляется коммутацией внешних входов микросхемы ІЛР553 переключателем на передней панели прибора. После прохождения заданного количества циклов измерений микросхема ІЛР553 выдает запирающее напряжение на логические элементы БУ и в блок генератора пилы на полную остановку работы измерительной схемы. Новый цикл измерений начинается с нажатия кнопки "пуск". Кнопкой "сброс" осуществляется остановка работы измерительной системы в любой необходимый момент времени.
Испытания установки импульсными вспышками света длительностью 8 не от лазера ЛТИ-2І показали, что при использовании ФЭУ-79 минимальная длительность выходного импульса составляет 40 нсек, а задержка преобразованного оптического сигнала в электрический происходит на время ПО нсек. Время внешней развертки (мин) 0,5 8 Чувствительность к смещению доменной границы (мк) 0,5 Отношение сигнал/шум 100 Количество измерений 1 15 Частота тактовых импульсов (Гц) 0,5-20
Высокая чувствительность и стабильность установки позволили в дальнейших исследованиях применить ее для изучения динамики отдельных блоховских линий в 180-градусной доменной стенке 120). Описанная выше магнитооптическая установка применяется в течение ряда лет и показала высокую надежность и удобство в эксплуатации. В настоящее время эта установка сопряжена с вычислительным комплексом MERA SM-5.
Выпускаемые отечественной промышленностью приборы для макроскопических магнитных измерений [I2I-I23] применяются в основном для контроля качества при производстве различных ферромагнитных металлов и сплавов. Увеличение производства и применения миниатюрных магнитных сердечников и магнитных пленок стимулировало в последнее время разработку ряда специальных установок [93, 123], которые, к сожалению, не вышли еще из стен лабораторий их создателей. Поэтому при изучении макроскопических свойств таких монокристаллических материалов исследователи (в каждом конкретном случае) сталкиваются с необходимостью конструировать аппаратуру, способную точно измерять слабые (микровольтовые) сигналы, наводимые в индукционных обмотках образцов малых размеров.
Блок-схема и принцип работы прибора
Для измерения индукции, магнитной проницаемости и петель гистерезиса миниатюрных замкнутых сердечников, приготовленных из кристаллов ИНГ, разработана автоматическая установка, блок-схема которой показана на рис.2.5. Применение образцов замкнутой формы (тороидов или ромбов) позволяет при измерении не вносить поправки на размагничивающий фактор.
Принцип измерения прибора основан на трансформаторном методе [124] . Образец намагничивается переменным магнитным полем, создаваемым током генератора в первичной обмотке. Э.Д.С. (2)» наведенная во вторичной обмотке, пропорциональна скорости изменения магнитного потока, вызванного полем первичной обмотки, т.е. dt at где Ф - магнитный поток в образце, S - площадь поперечного сечения образца, В - магнитная индукция Ф = Sb , л - количество витков вторичной обмотки. Отсюда видно, что чем меньше площадь S образца, тем меньше наведенное напряжение во вторичной обмотке.
Зависимость динамических свойств доменных границ от величины внешнего магнитного поля
Смещение X ДГ и соответствующее ему изменение интенсивности света А1 связаны соотношением X = LAI/ДІО , где АІ0 - изменение интенсивности света, вызванное движением ДГ через весь фотометрируемый участок известной ширины L , Интенсивность света, проходящего через оптическую систему, измерялась и регистрировалась с помощью описанной в 2.1 магнитооптической установки.
Определение V и параметров m и ft из экспериментальных кривых X(t ) осуществлялось с использованием ЭВМ. Для ввода данных в ЭВМ с выхода стробоскопического осциллографа сигнал подавался также на аналогоцифровой преобразователь с выдачей результата в параллельном двоичном коде, который записывался на перфоленту. С использованием ЭВМ решалась система трех уравнений типа X(tL)eXo+CiQXp(+l1t-L) + Caexp(+ tO (ЗЛ) взятых для трех заданных точек на измеренных кривых X (t ), которые являются решением уравнения (1.4), где 4a4-±(pa-4W/2]/2m (3,2) Коэффициенты Су и Ср определялись в процессе решения системы уравнений согласно граничным условиям X (0) = 0; Х(0) = 0: ci-- 2x0/ 2- i); с +г оДга-їі) . (3.3)
Для используемых частот d и Хо определяли из дополнительных измерений, по зависимостям Х0(Н) (рис.3.1). Указанная обработка позволяла для каждого значения Н находить параметры тир, максимальную скорость границы, время ее достижения и т.д.
Методические особенности эксперимента определили и диапазон изменения внешнего магнитного поля. Минимальное Н соответствовало смещению границы в пределах ее ширины и задавалось пределом чувствительности установки.
В области более высоких значений Н приходилось использовать импульсы поля более короткой длительности, для того чтобы граница не успевала выходить из образца. Обработка на ЭВМ полученных в этих условиях слишком коротких экспериментальных KpHBHxX(t ) давала очень большую погрешность расчета динамических параметров. Поэтому измерения m и б проводились в полях И 4 1,4 э (при длительности импульса 2 мкс).
На рис.3.3 приведены типичные примеры определенных экспериментально (сплошные линии) зависимостей смещения (X) ДГ от (t)-времени действия на нее прямоугольного импульса магнитного поля Н, равного 0,1 (кривая I), 0,8 (кривая 2) и 1,8 э (кривая 3). Значения Vmcix, определенные на основе зависимостей x(t) как (dx/ctt ) , для каждого импульса поля н, представлены на рис.3.4а. Чтобы получить реальную зависимость скорости ДГ от величины поля, необходимо учесть изменение действующего на ДГ эффективного поля НЭфф за время достижения Vmax. Очевидно, что НЭфф = Н - (Л./2М )Xm , где величина Л./2 И характеризует изменение размагничивающего поля при смещении ДГ на единицу пути, а Хт- путь ДГ от начала ее движения до момента, соответствующего Vmax. Шкала вычисленных значений эффективного поля, соответствующих Vmax , приведена сверху на рис.3.4а. На рис.3.3 и 3.4- представлены и резущьтаты другого метода обработки опытных данных, основанного на подборе с помощью ЭВМ значений m и 6 в уравнении (1.4), с помощью которого можно было бы описать экспериментальные кривые х (t) , отвечающие различным амплитудам прямоугольного импульсного внешнего магнитного поля. На рис.3.3 крестиками показаны примеры аппроксимаций этих кривых, основанных на подборе с помощью ЭВМ значений m и , полученных при обработке экспериментальных зависимостей.
Для каждой зависимости X (t ), соответствующей постоянному внешнему магнитному полю, определялась средняя квадратичная ошибка где X» - вычисленное значение смещения в момент tL , Х3 - экспериментально измеренное, N - число точек, в которых эта разница измерялась ( N -200). При изменении Н в интервале 0,05 І 3 не обнаруживалось закономерного изменения Y сН. Величина Т была довольно малой, не превышала 1.10 см. Каждая кривая X (t ) могла быть достаточно хорошо описана уравнением (1.4) (рис.3.3), причем по мере роста Н соответствующие значения m и (Ъ изменялись (рис.3.5). Определенные таким способом величины ft не зависели от использованной частоты следования измерительных импульсов. Вычисленные до й с использованием (1.7) значения R вполне удовлетворительно совпадащи с полученными по данным о зависимости Vmax(H). На графике R(H) рис.3.46 они отмечены черными кружками. Величины массы ДГ зависели от і .
Это является естественным следствием того, что из-за диссипативных потерь ДГ за время tu= 1/2 j не успевала достичь значения Х=Х0 , соответствующего бесконечно длинному импульсу Н, или первоначального положения Х= 0 при его выключении (см. рис.ЗЛ). Поэтому более достоверные значения m соответствуют малым j . На рис.3.5 приведены для m данные, полученные при 4 = 2 кГц. Дальнейшее понижение j было невозможно из-за резкого увеличения напряжения U ш шумов в Измерительных Приборах (Uu» 7fr ).
При изменении Н в интервале 1 2 Э обнаруживалось закономерное увеличение среднеквадратичной ошибки. При Н 1,5 Э (соответствующие этим полям значения m и 6 на рис.3.5 не приведены) отклонения вычисленной зависимости х (t ) от экспериментально измеренной уже легко наблюдались и на графике (рис.3.3, кривая 3). Для Н = 1,8 Э величина Y = 7,4.10 см более чем на порядок превышала значения Т , соответствовавшие малым Н. Это говорит о том, что при больших Н экспериментальные кривые X (t ) не могут быть описаны с достаточной точностью уравнением (ІЛ) с постоянным, отвечающим данному полю значением & или rn . Рост ч был связан в основном с отклонениями расчетных значений X от измеренных в участках кривой, где проявления инертности границы уже не определяют ход зависимости
Особенности доменной структуры приготовленных образцов давали возможность проверить зависимость результатов измерений и от количества движущихся в них ДГ. Путем магнитной встряски доменной структуры образца можно было создать в нем вместо одной ДГ две (расстояние между ними оказывалось равным полуширине призмы) и исследовать их динамику.
Влияние различных факторов на величину фотомагнитного эффекта в иттриевом феррогранате
Предложенная модель качественно описывала имевшиеся в момент ее создания экспериментальные данные [132,134,135]. В количественном же отношении она не могла объяснить как измеренные значения ЛГИ и &НС, так и соотношения между ними [132,134,135]. Более того, последующие исследования поставили целый ряд вопросов относительно природы светочувствительных центров. Согласно этой моде-ли, концентрация "удаленных" ионов Fe , вызывающих изменение ]ини HQ под действием света, должна расти по мере роста количества кремния до Q,0 , определяющего максимальную величину эффекта. При дальнейшем росте а число удаленных от кремния узлов Fe+ должно становиться все меньше и, как следствие, должна понижаться чувствительность fW-ц и Нс к свету. Однако, как показали экспериментальные исследования, во-первых, фотоиндуцированное изменение R иНс наблюдается не только в ИЖГ, когда в его решетке присутствуют дефекты в виде атомов четырехвалентных примесей (Si ,Tl,2z , Ge [Ш ]), дающих лишний электрон, но и когда в решетку иттриевого граната помещают иного типа примеси Get ,ln ,Ип [148], Рб [148], S 7 [l5lJ, Со [152], в том числе и редкие земли, частично [144] или полностью замещающие иттрий [138,146]. Во-вторых, оптимальные значения (Х0 в случае легирования ИНГ разными примесями оказывается не одними и теми же, а ряд примесей ( Ru» Sn,La, Lu , [146], среди которых есть и четырехвалентная (Sn), вошбще не привели к появлению ФМЭ. Более того, как сообщалось в отдельных случаях, фотоиндуцированное изменение (Ы.ц и Нс наблюда лось иногда и в кристаллах ИЖГ без специального их легирования [146,153].
Попытки управления в нелегированном ИЖГ ионами Fe2+ путем отжига кристалла в различных средах ( 0а, Ai, ц ) дали противоречивые результаты [146,154]. В частности, не всегда наблюдалась связь величины ФМЭ с величиной давления атмосферы отжиговои среды [146] . С другой стороны, наблюдается зависимость концентрации ионов Гег+ от условий синтеза поликристаллического материала [146,154] , влияющих на их пористость.
Не укладываются в эту "двухцентровую" модель и экспериментальные данные [155], в которых обнаруживается связь между особенностями изменения проницаемости под действием света и явлениями последействия, объясняемые на основе иного приближения [7,43]. В этом приближении изменение во времени магнитных свойств под действием различных факторов, в том числе и света рЗІДЗЗ], происходит уже в результате перераспределения населенности четырех неэквивалентных мест в решетке граната, занимаемых ионами Fe2+, энергия которых зависит от направления их спинов.
Наконец, следует отметить и то обстоятельство, что к началу настоящей диссертационной работы появились сообщения и о влиянии рентгеновских лучей на /и. Ш1 с кремнием [132,156] , свидетельствовавшие о сложном энергетическом спектре светочувствительных центров. Хисатаки и др. [156] показали, что под действием рентгеновских лучей эффективное изменение начальной магнитной проницаемости /и.н ИНГ происходит в кристаллах, толщина которых равна глубине проникновения рентгеновских лучей ( 0,03 мм). Сравнение кинетических характеристик эффектов, происходящих под влиянием света и рентгеновского воздействия показало, что в случае облучения рентгеновскими лучами достижение минимальной величины ju.c происходит за более длительное время, что, по-видимому, объясняется сложными и многократными процессами ионизации с участием вторичных электронов.
Из исследований влияния высокоионизирующих типов излучений на /IL при низких температурах можно отметить лишь работу, выполненную на никель-цинковом феррите Тринклером [157] . Он обнаружил, что при азотных температурах гамма-кванты вызывают уменьшение в этом феррите за счет ускорения процессов дезаккомодации, если такие существуют в материале и без облучения.
Таким образом, многие существующие опытные данные по ФМЭ в ИЖГ не описываются существующими моделями. Наблюдавшийся разброс экспериментальных данных, измеренных на разных кристаллах, выращенных в одинаковых условиях, может свидетельствовать о зависимости измерявшихся величин от состояния реальной структуры кристалла. К моменту постановки исследований, описанных в настоящей работе, эти проблемы оставались не изученными. Поэтому в ней была поставлена задача исследования особенностей фотомагнитного эффекта в монокристаллах ИЖ1 в зависимости от условий его кристаллизации, различных типов излучений и дефектов кристаллической решетки, созданных пластической деформацией ищи радиационным воздействием.
