Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Литературный обзор
1.1 Кристаллическая и магнитная структура ортоферритов 13
1.2 Оптические и магнитооптические свойства ортоферритов 18
1.3 Структура доменных границ и антиферромагнитных вихрей 21
ГЛАВА 2. Экспериментальные методы получения и исследования доменных структур в образцах ортоферрита Иттрия
2.1 Приготовление образцов для исследований 29
2.2 Экспериментальные методы исследования динамики доменных структур 32
2.3 Метод трехкратной высокоскоростной фотографии 37
2.4 Азотный TEA - TEA лазер 40
ГЛАВА 3. Квазирелятивистская и сверхзвуковая динамика доменных границ в ортоферрите иттрия
3.1 Квазирелятивистская динамика доменных границ 44
3.2 Предельная скорость движения доменных границ 51
3.3 Спектр спиновых волн 57
3.4 Магнитоупругие аномалии 58
ГЛАВА 4. Динамические свойства антиферромагнитных вихрей в пластинках ортоферрита иттрия
4.1 Квазирелятивистская динамика антиферромагнитных вихрей 67
4.2 Лобовое столкновение пары антиферромагнитных вихрей 82
4.3 Отражение антиферромагнитных вихрей от участка доменной границы, движущегося со скоростью поперечного звука 86
Выводы 92
Литература 95
- Оптические и магнитооптические свойства ортоферритов
- Экспериментальные методы исследования динамики доменных структур
- Азотный TEA - TEA лазер
- Магнитоупругие аномалии
Введение к работе
Диссертационная работа посвящена исследованию динамики спиновых вихрей в доменных границах (ДГ) пластинок ортоферрита иттрия разных толщин. Первые предсказания, указывающие на возможность существования в доменных границах ортоферритов спиновых вихрей, подобных вертикальным блоховским линиям ,(ВБЛ) в ДГ ферритов-гранатов, появились еще в конце 70-х [1,2]. Существование таких вихрей обусловлено наличием переходных участков доменных границ [1], разделяющих участки с
противоположным вращением векторов антиферромагнетизма / и слабого ферромагнетизма т. Причем вектор т не отклоняясь от своего первоначального направления уменьшается до нуля, а затем вновь возрастает до своего максимального значения, изменив направление. Вращение вектора
/ происходит в плоскости доменной границы образца. Таким образом, исследуемые нами спиновые вихри являются антиферромагнитными (АФМ).
Один полный оборот вектора / соответствует топологическому заряду АФМ вихря 2ж.
Исследование динамики АФМ вихрей проводили методом высокоскоростной фотографии, позволяющим регистрировать динамические положения ДГ с «тонкой структурой» на цифровой фотографии. На полученных таким образом снимках наблюдались движущиеся вдоль доменной границы уединенные изгибные волны (УИВ), имеющие резкие передние и затянутые задние фронты, и отстающие от ДГ как целое. По-видимому, эти волны и сопровождают АФМ вихри, существующие и движущиеся в доменных границах пластинок ортоферрита иттрия.
Динамика УИВ, сопровождающих антиферромагнитные вихри, в доменных границах ортоферрита иттрия, как и динамика самих ДГ, является квазирелятивистской и сверхзвуковой. Зависимость скорости движения уединенной изгибной волны вдоль доменной границы (и) от скорости самой
доменной границы (v) имеет необычный нелинейный вид с максимумом, положение которого зависит от амплитуды УИВ. По мере приближения скорости доменной границы к предельному значению 20 км/с, равному скорости спиновых волн на линейном участке их закона дисперсии, скорость изгибной волны, сопровождающей вихрь, стремится к нулю. Это является следствием квазирелятивистской динамики АФМ вихря на квазирелятивистской доменной границе. Полная же скорость УИВ (w) с ростом скорости движения доменной границы (v) нелинейно растет и насыщается на уровне 20 км/с. Такое поведение УИВ, сопровождающих АФМ вихри, можно объяснить существованием чрезвычайно больших гироскопических сил, действующих на вихри.
Квазирелятивистская динамика доменных границ и антиферромагнитных вихрей в пластинах ортоферрита иттрия (YFeO-s) с предельной скоростью движения 20 км/с делает возможным изучение релятивистских эффектов на примере движения доменных границ слабых ферромагнетиков со скоростями на четыре порядка ниже световых.
Интерес к изучению монокристаллов прозрачных ферродиэлектриков, особенно в виде тонких пленок и пластинок, обусловлен их уникальными магнитооптическими свойствами, позволяющими использовать их в системах связи и обработки информации. Появление первых качественных монокристаллов ферродиэлектриков приходится на середину 60-х. Успехи в изучении доменных структур в таких образцах в значительной степени связаны с получением оптически прозрачных мапштоупорядоченных кристаллов [3]. Появилась возможность для большего понимания физических свойств мапштоупорядоченных веществ посредством изучения статических и динамических доменных структур в тонких магнитных пленках прозрачных ферродиэлектриков.
На сегодняшний день наиболее подробно изучена динамика доменных структур для двух классов магнитоупорядоченных кристаллов - ферритов-гранатов и редкоземельных ортоферритов.
Редкоземельные ортоферриты обладают сильной орторомбической анизотропией и с макроскопической точки зрения ведут себя подобно антиферромагнетикам. Это дает им несомненные преимущества перед другим большим классом оптически прозрачных магнетиков - ферритами-гранатами, по макроскопическим свойствам схожими с ферромагнетиками [4]. В связи с малым спонтанным магнитным моментом, возникающим из-за взаимодействия Дзялошинского-Мория, нелокальное взаимодействие в слабых ферромагнетиках, обусловленное размагничивающими полями, весьма слабо и не оказывает существенного влияния на динамику ДГ, чего нельзя сказать о ферритах-гранатах. Наличие слабого ферромагнитного момента дает возможность изучать динамику доменных структур слабых ферромагнетиков под действием внешнего магнитного поля. В антиферромагнетиках такой возможности нет.
Ортоферриты на сегодняшний день являются единственными магни-тоупорядоченными кристаллами, обладающими сверхзвуковой динамикой ДГ и АФМ вихрей, и одними из первых искусственно синтезированных магнитных материалов, оказавшихся прозрачными в видимой и инфракрасной областях спектра. Малый коэффициент поглощения и большое фа-радеевское вращение определили высокую магнитооптическую добротность ортоферритов ~ 12 7дБ на длине волны X = 630 нм. Удачное сочетание оптических и магнитных свойств позволило именно в ортоферритах впервые наблюдать в проходящем поляризованном свете статические и динамические доменные границы [5]. Это открыло широкие возможности для практического использования ортоферритов.
Сочетание высокого магнитооптического контраста и больших скоростей движения ДГ делают ортоферриты весьма перспективными материа-
лами для использования в управляемых транспарантах в разрабатываемых оптических устройствах хранения и обработки информации с высоким быстродействием и широкой полосой рабочих частот (до 100 МГц). А тот факт, что в пластинках ортоферритов, вырезанных перпендикулярно оптической оси, реализуется полосовая доменная структура, делает возможным их использования в магнитооптических модуляторах света, а также в качестве переключателей и дефлекторов. Кроме того, ортоферриты имеют крайне высокие подвижности доменных границ, что необходимо для работы устройств при низких управляющих магнитных полях.
Но, несмотря на всю практическую значимость данных исследований, изучение динамических свойств доменных границ и спиновых вихрей в ор-тоферритах представляет наибольшую научную ценность для разработки ряда фундаментальных проблем магнетизма.
Вопрос о том, как быстро можно изменить магнитное состояние ферромагнетика или антиферромагнетика имеет первостепенное значение для быстродействия систем магнитной памяти. В связи с этим необходимы методики определения магнитного порядка в ферромагнетиках и антиферромагнетиках с высоким временным разрешением. Магнитный порядок антиферромагнетиков может быть проконтролирован с помощью методики генерации второй гармоники света при его отражении. После освещения образца интенсивным световым лазерным импульсом фемтосекундной длительности можно экспериментально зарегистрировать время разрушения антиферромагнитного порядка. Это время в антиферромагнетиках (>20з может составлять от нескольких единиц до десятков наносекунд [6].
Для решения вопроса о временах изменения магнитного порядка в ор-тоферритах туллия было предложено использовать методику фарадеевско-го вращения или двулучепреломления после освещения образца короткими фемтосекундными импульсами лазеров. Характерные времена осцилляции фарадеевского вращения или магнитного двулучепреломления при темпе-
ратурах ниже спиновых переориентации в ортоферрите туллия составляют от десятков до единиц пикосекунд [7]. Сверхбыстрое перемагничивание никеля, наблюдаемое с помощью полярного эффекта Керра, происходит за времена 0,5-1 пс [8].
В связи со всем вышеизложенным очевидно, что исследования динамики АФМ вихрей в слабых ферромагнетиках представляют большую научную и практическую ценность и направлены, в конечном счете, к выявлению возможностей увеличения быстродействия магнитомикроэлектрон-ных устройств. Переоценить значимость этих исследований довольно сложно.
Движущиеся доменные границы представляют собой нелинейные уединенные волны намагниченности - магнитные солитоны. Интерес представляет исследование зависимости скорости движения ДГ от величины продвигающего поля. Эти зависимости у ферритов-гранатов и ортоферри-тов существенно различаются. Если у ферритов-гранатов предельная скорость ДГ ограничивается скоростью Уокера и составляет сотни метров в секунду, то в случае ортоферритов, скорость ДГ является сверхзвуковой и равна максимальной скорости спиновых волн в слабых ферромагнетиках 20 км/с.
Исследования динамики доменных границ в прозрачных магнетиках проводили разными методами. Например, авторы работ [9] методом коллапса ЦМД получили максимальную скорость движения ДГ, равную 25 км/с. Но по причине большой погрешности метода, предельная скорость движения доменных границ оказалась несколько завышенной. Также динамику доменных структур исследовали методами Сикстуса-Тонкса и его магнитооптическим аналогом. Но наиболее качественным, удобным и, самое главное, точным методом исследования динамических свойств ДГ и спиновых вихрей в прозрачных ферромагнетиках оказался магнитооптический метод высокоскоростной фотографии, разработанный в работе [10].
При помощи этого метода была получена предельная скорость движения доменных границ в ортоферритах 20 км/с [11], равная скорости спиновых волн на линейном участке их закона дисперсии.
Как уже было сказано выше, такая же сверхзвуковая динамика была обнаружена и при исследовании АФМ вихрей. Для описания необычного вида зависимости скорости вихря вдоль ДГ, а также его полной скорости, от скорости самой ДГ, была предложена аппроксимация, достаточно хорошо описывающая эти результаты.
Исследование динамических свойств АФМ вихрей осуществляли при помощи снимков, полученных методом цифровой высокоскоростной фотографии. На полученных таким методом изображениях наблюдается несколько положений динамических доменных границ с распространяющимися вдоль них уединенными изгибными волнами, имеющими резкие передние и затянутые задние фронты, и отстающие как целое от доменной границы. Эти волны сопровождают антиферромагнитные вихри, существующие и движущиеся в доменных границах пластинок ортоферрита иттрия [12,13].
Большой интерес представляют результаты по лобовому столкновению пары АФМ вихрей, сопровождаемых уединенными изгибными волнами малых амплитуд, при малых скоростях движения ДГ. Было экспериментально установлено, что аннигиляция АФМ вихрей в ортоферрите иттрия происходит вплоть до скоростей, близких к скорости звука, при этом соли-тоноподобного поведения, которое наблюдали в пленках ферритов-гранатов, в пластинках ортоферритов до сих пор не обнаружено. Такое поведение АФМ вихрей можно объяснить лишь действием на них необычно больших гироскопических сил. Дальнейшие исследования в этом направлении могут оказаться полезными для поиска перехода от больших гироскопических сил, действующих на АФМ вихри, к малым, аналогичных тем, которые действовали на ВБЛ в ферритах-гранатах. А частичная аннигиля-
ция, имеющая место при столкновении двух антиферромагнитных вихрей с разными топологическими зарядами, сопровождаемых различными по амплитуде уединенными изгибными волнами, дает возможность получать результирующие вихри, сопровождаемые УИВ малых амплитуд, получение которых известными методами затруднительно.
Очень важными в феноменологическом отношении являются полученные результаты по отражению АФМ вихрей, движущихся вдоль сверхзвукового участка доменной границы от части ДГ, движущейся со скоростью поперечного звука. Полученные результаты подобны тем, которые имели место при превращении кинк - антикинк на конце Джозефсоновско-го контакта. Это указывает на сходство наблюдаемых нами вихрей с Джо-зефсоновскими и может являться подтверждением того, что рассматриваемые нами объекты в действительности имеют вихревую природу.
Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав, заключения, выводов и списка цитируемой литературы.
В первой главе даются основные сведения о кристаллохимической структуре и магнитооптических свойствах ортоферритов, описаны особенности динамики доменных границ в ортоферритах. Обсуждаются вопросы, касающиеся внутренней структуры доменных границ и антиферромагнитных вихрей в пластинках ортоферрита иттрия.
Во второй главе описан способ приготовления качественных образцов YFeO}, используемых для исследований динамических доменных структур. Приведены сведения об экспериментальных методах получения и наблюдения динамических доменных структур в оптически прозрачных магнетиках. В частности описан новый метод высокоскоростной фотографии - метод трехкратной высокоскоростной фотографии. Этот метод является на сегодняшний день наиболее совершенным методом исследования динамики доменных структур. Помимо этого в данной главе описано устройство TEA - TEA лазера с поперечным разрядом на азоте, позволяющего полу-
чать короткие импульсы света / = 337 нм длительностью 0,3 не. Такие импульсы очень важны для получения мгновенных изображений динамических доменных структур в ортоферритах, где скорости доменных границ очень велики.
В третьей главе описывается квазирелятивистская сверхзвуковая динамика доменных границ в пластинках YFeO?,. Обсуждаются особенности на зависимости скорости движения доменной границы от внешнего продвигающего магнитного поля. На этой зависимости наблюдаются области постоянства скорости движения ДГ в виде "полочек", обусловленные маг-нитоупругими аномалиями. Сильнее других магнитоупругие аномалии выражены при скоростях движения ДГ, равных скоростям поперечного (4 км/с) и продольного звука (7 км/с) в ортоферрите иттрия. Существование таких особенностей на движущейся ДГ связано с излучением разного рода квазичастиц (в случае со звуковыми «полками» - акустических фононов), вызывающим торможение доменных границ.
В четвертой главе представлены результаты исследования динамики уединенных изгибных волн, сопровождающих АФМ вихри, в пластинках ортоферрита иттрия разных толщин. Впервые было проведено исследование динамики доменных границ и АФМ вихрей в образце YFe03 толщиной 80 мкм. Установлено, что от толщины исследуемого образца зависит максимальная величина амплитуд УИВ, сопровождающих антиферромагнитные вихри, распространяющиеся вдоль ДГ. При исследовании образца толщиной 80 мкм максимальные амплитуды УИВ составили ~9 мкм, в то время как в образце толщиной 40 мкм составили ~ 16 мкм. Из зависимостей u(v) для образцов, имеющих толщины 40, 50 и 80 мкм, приведенных в данной главе, видно, что положение максимума зависит от величины амплитуды УИВ, сопровождающей АФМ вихрь. По мере уменьшения этой величины, максимум на зависимости u(v) смещается в область меньших скоростей v и больших скоростей и. Полная же скорость движения УИВ, сопро-
вождающей антиферромагнитный вихрь, с ростом скорости ДГ выходит на насыщение раньше при меньших амплитудах уединенных изгибных волн, сопровождающих антиферромагнитные вихри
Полученные результаты хорошо описываются эмпирической квазире-
лятивистской формулой w(v) = с —, которая, в свою очередь, на
V V с ) убывающем участке зависимости u(v), хорошо согласуется с уже известным соотношением u2+v2=c2, полученным А.К.Звездиным и А.Ф.Попковым [14] при анализе динамики кинков больших амплитуд на доменной границе ортоферрита иттрия, где с - скорость спиновых волн на линейном участке их закона дисперсии. Динамика АФМ вихрей, также как и доменных границ, является сверхзвуковой и квазирелятивистской, с предельной скоростью движения 20 км/с, равной скорости спиновых волн на линейном участке их закона дисперсии.
Эксперименты по столкновению пары АФМ вихрей, показали отсутствие солитоноподобного поведения АФМ вихрей вплоть до скоростей ДГ, близких к скорости звука. В данной главе представлены результаты их полной и частичной аннигиляции. Это дает возможность получать АФМ вихри, сопровождаемые уединенными изгибными волнами малых амплитуд, генерация которых известными методами довольно затруднительна.
Впервые представлены результаты по отражению АФМ вихрей, движущихся вдоль сверхзвукового участка доменной границы, от участка ДГ, движущегося со скоростью поперечного звука. Эти результаты являются подтверждением того, что исследуемые нами объекты в действительности имеют вихревую природу.
В заключении кратко сформулированы основные выводы.
Оптические и магнитооптические свойства ортоферритов
Ортоферриты - прозрачные в видимой и инфракрасной области спектра двулучепреломляющие кристаллы [31,33]. Коэффициент поглощения в ортоферритах на длине волны 0,63 мкм составляет 100 - 200 см 1, что дает возможность исследовать их доменную структуру с помощью эффекта Фарадея. Оптические оси ортоферритов лежат в плоскости be (100) и при комнатной температуре составляют с осью слабого ферромагнетизма с [100] углы 50 [10,33]. Благодаря такому, вполне удачному расположению оптической оси и оси слабого ферромагнетизма, существует довольно большая проекция слабого ферромагнитного момента на оптическую ось, что позволяет наблюдать эффект Фарадея в пластинках ортоферрита, вырезанных перпендикулярно оптической оси. В ортоферрите иттрия на длине волны 0,63 мкм удельное фарадеев-ское вращение составляет 2900 7см [34], что обеспечивает высокий оптический контраст доменных структур в пластинках, вырезанных лерпенди кулярно оптической оси. Знаки эффекта Фарадея в ортоферритах и в ферритах-гранатах различные, в ортоферритах эффект имеет отрицательный знак. Доменные границы в пластинках этих кристаллов строго прямолинейны и перпендикулярны оси а, лежащей в плоскости пластинки (рис.7). Они являются границами неелевского типа, поскольку магнитный момент в них вращается в плоскости ас.
Большие углы поворота плоскости поляризации в сочетании с хорошей прозрачностью в видимой области спектра, позволяют визуально наблюдать доменную структуру высокого контраста в тонких (толщиной 100 мкм) пластинках ортоферритов, вырезанных перпендикулярно оптической оси. С макроскопической точки зрения ортоферриты относятся к классу слабых ферромагнетиков и обладают высокой магнитооптической добротностью. Это дает возможность исследовать динамические доменные структуры указанных веществ, используя магнитооптические методы, основанные на эффектах Керра и Фарадея. Магнитооптический эффект Фарадея состоит в повороте плоскости поляризации линейно поляризованного света, проходящего через прозрачную среду, находящуюся в магнитном поле. Этот эффект был открыт в 1846 году. Открытие магнитооптического эффекта долгое время представляло академическое интерес, но за последние десятилетия оно дало много практических применений. Основная особенность магнитооптического эффекта Фарадея состоит в его невзаимности, т.е. нарушении принципа обратимости светового пучка. С изменением направления светового пучка, проходящего через намагниченный в направление распространения света образец, с прямого па обратное, плоскость поляризации поворачивается в том же направлении и на тот же угол, что и при движении вперед. Таким образом, при многократном прохождении пучка через исследуемый образец эффект накапливается. Из менение направления магнитного поля, напротив, меняет направление вращения на обратное.
Циркулярная поляризация выражается функциями для правого вращения (по часовой стрелке) и для левого вращения. Линейная поляризация может рассматриваться как результат суперпозиции волн с циркулярной поляризацией с противоположным направлением вращения. При распространении света в ортоферрите по направлению, не совпадающему с оптической осью, на выходе из кристалла имеет место не поворот плоскости поляризации, а поворот большой оси результирующего эллипса. Зависимость угла этого поворота от длины волны света имеет осциллирующий характер [35]. При распространении плоско поляризованного света вдоль оптической оси в оптически двуосном кристалле происходит поворот плоскости поляризации на угол в, равный где Єху- недиагональная компонента тензора диэлектрической проницаемости кристалла, d - толщина, п - показатель преломления, Я - длина волны падающего света, (р - угол между вектором намагниченности и направлением распространения падающего излучения. Установка, на которой можно наблюдать Эффект Фарадея, должна обязательно содержать источник света, поляризатор, анализатор и фотоприемник. Между поляризатором и анализатором помещается исследуемый образец. Угол поворота плоскости поляризации отсчитывается по углу поворота анализатора до восстановления полного гашения света при включенном магнитном поле. Интенсивность прошедшего пучка света определяется законом Малюса. На этом основана возможность использования эффекта Фарадея для модуляции пучков света. Если ферромагнетик не намагничен до насыщения, то для уменьшения магнитостатической энергии, он разбивается на домены.
В случае тонких ферромагнитных пленок, ось легкого намагничивания (ОЛН) которых совпадает с нормалью к плоскости пленки, возможно существование сквозных по толщине доменов. В таких пленках минимуму свободной энергии соответствует такое распределение намагниченности, при котором вектор намагниченности ориентирован вдоль оси легкого намагничивания, т.е. направление намагниченности в соседних доменах противоположно. Теория, описывающая доменную структуру, основана на предположении, что намагниченность является однородной внутри домена, а ее направление изменяется только внутри доменной границы. В бесконечном ферромагнетике энергия доменной структуры минимальна, если доменные границы параллельны ОЛН. В пластинках ортоферритов, вырезанных перпендикулярно оптической оси, различают два типа 180 доменных границ. Границы, параллельные оси [100], являются границами Блоха, а границы параллельные оси [010] -границами Нееля (рис.3).
Экспериментальные методы исследования динамики доменных структур
Сверхзвуковая динамика доменных границ в ортоферритах оказалась существенно нелинейной. На полевой зависимости скорости движения ДГ от величины импульсного продвигающего магнитного поля v(H) был обнаружен целый ряд особенностей - интервалов с постоянной скоростью. Разработанные на кафедре магнетизма физического факультета МГУ методы и созданные при этом экспериментальные установки позволили с большой точностью определить положение и параметры этих особенностей. Методы исследования динамики доменных границ и антиферромагнитных вихрей в ортоферрите иттрия будут описаны далее. Первым методом исследования динамики ДГ в ферромагнетиках был метод Сикстуса-Тонкса [44]. Исследование динамики ДГ проводили в Fe-Ni проволоках. В этом методе измеряется время, в течение которого ДГ проходит заранее заданное расстояние между двумя катушками. Пересекая катушки, ДГ создает в них импульсы напряжения. В движение ДГ приводится магнитным полем, создаваемым намагничивающей катушкой, в которую помещен исследуемый образец. Другой метод определения скорости ДГ в ферритах-гранатах, называемый методом коллапса ЦМД, был предложен Бобеком [45]. Суть данного метода состоит в измерении длительности импульса, в течение которого ЦМД уменьшается до критического значения, когда теряется радиальная устойчивость, и ЦМД коллапсирует. Существенным продвижением вперед в исследовании динамики ДГ стало появление магнитооптических методов. Первоначально применяли методику с использованием эффекта Керра. Затем перешли к исследованию прозрачных магнетиков, обладающих достаточным вращением плоскости поляризации, в результате чего стало возможным использование эффекта Фарадея. Методы, основанные на магнитооптических эффектах, стали во многом аналогами метода Сикстуса-Тонкса. Магнитооптический аналог метода Сикстуса -Тонкса (метод двух пятен) основан на том же принципе измерения скорости движения ДГ, что и метод Сикстуса-Тонкса.
Определяя из эксперимента время, в течение которого ДГ проходит заданное расстояние, вычисляют скорость движения ДГ. Магнитооптическая установка была разработана и создана на кафедре физического факультета МГУ [46]. Метод состоит в том, что свет от гелий-неонового лазера, с длиной волны /1=630 нм, разделяли пластинкой из дву-лучепреломляющего кристалла СаСОт, на два луча, которые оказывались при этом поляризованными во взаимно перпендикулярных плоскостях. Телескопической системой свет фокусировался на образец двумя пятнами, не превышающими в диаметре 20 мкм. Расстояние между пятнами определялось толщиной СаСОт, и могло варьироваться в пределах от 10 до 700 мкм. В [47] указанная методика использовалась для исследований динамики ДГ в пластинках вырезанных перпендикулярно оптической оси. Скорость движения ДГ определяли по времени между фотооткликами с ФЭУ от поочередного пересечения ДГ каждого из пятен на образце при известном расстоянии между ними. Фотоотклики могли регистрировать непосредственно на экране стробоскопического осциллографа, либо записывали на диаграммной ленте самописца. Благодаря близкому расположению катушек к поверхности образца и их удаленности от краев величины продвигающих полей могли достигать 5 кЭ. Эти поля значительно превышали те, что применяли в методе
Сикстуса-Тонкса (порядка 200 Э, но причине того, что в больших полях на краях брусков (проволок), возникали новые домены). Этот метод впервые позволил экспериментально определить предельную скорость движения доменных границ и интерпретировать ее как скорость спиновых волн на линейном участке их закона дисперсии. Затем была реализована стробоскопическая методика [48], источником света в которой служил искровой разрядник [49], длительность импульса света которого составляла 14 не. Система могла работать с частотами в пределах 0,2-1 кГц. Использование GaAsP светодиода [50] позволило достичь длительности светового импульса 10 не, но из-за малой интенсивности излучения светодиода время регистрации одного мгновенного положения динамической ДГ составляло порядка 10-30 мин. С появлением этой методики начались исследования неодномерной сверхзвуковой динамики ДГ в редкоземельных ортоферритах [47,51,52,53]. Эффективность стробоскопического метода в исследованиях динамики ДГ в ортоферритах в значительной степени определялась длительностью импульсов света и их синхронизацией с импульсами магнитного поля. Если поначалу эффективная длительность светового импульса составляла микросекунды (а определялась она скоростью вращения ротора турбины, которая освещалась солнечным светом [54]), то с течением времени методика совершенствовалась, и уже в работе [48] использовался рубиновый лазер с модулированной добротностью, выходные импульсы которого имели длительность 10 НС.
Но для более точных измерений скоростей движения доменных структур была разработана методика высокоскоростной фотографии. Первые методы с использованием высокоскоростной фотографии основывались на эффекте Керра. В отличие от других эта методика позволяет в реальном времени визуально наблюдать динамическую доменную структуру, что, несомненно, дает огромное преимущество перед другими методами, в частности рассмотренными ранее методом Сикстуса-Тонкса и методом двух световых пятен. Большим шагом вперед при изучении динамики перемагничивания пленок стало использование лазера на красителе, где источником накачки являлся азотный лазер с продольным разрядом [55]. И хотя по уровню по ловиннои мощности длительность импульса света составляла по-прежнему 10 не, при помощи красителя подбиралась такая длительность волны излучения, чтобы поглощение в пленке было минимальным, а фарадеевское вращение максимальным. При этом синхронизация светового импульса с магнитным полем происходила с разбросом в 1 не, что оказалось значительно лучше, чем при использовании YAG - лазеров или рубинового. Для усиления света применяли усилители яркости (электроннооптиче-ские преобразователи [56]), коэффициент усиления которых достигал величины 105. Это позволяло регистрировать динамические доменные структуры от одиночного импульса света.
Азотный TEA - TEA лазер
Впервые лазерный эффект на азоте наблюдался автором работы [62]. Позднее появился целый ряд сообщений о создании азотных лазеров различных типов [63-68], большинство из которых можно отнести к двум обширным группам. 1. Лазеры с поперечным разрядом, работающие при низком давлении -ТЕ-лазеры 2. Лазеры с поперечным разрядом, работающие при атмосферном давлении - ТЕА-лазеры. (Transversely Excited Atmospheric pressure). Преимуществом второй группы является простота в изготовлении, связанная с отсутствием требований герметичности системы. Впервые субнаносекундные импульсы от азотного лазера были получены авторами работ [63,64]. Но эти лазеры имели очень незначительную выходную мощность ультрафиолетового излучения. Длительность лазерного импульса существенно зависит от рабочего давления азота. Авторы работы [66] получили субнаносекундные импульсы, применив впервые "бегущую волну" разряда с длительностью 400 не и мощностью 1 МВт. Для улучшения пространственной когерентности пучка и увеличения выходной мощности стали использоваться системы двух азотных лазеров - генератора и усилителя [67-69]. Синхронизация осуществлялась путем изменения расстояния между электродами у обоих лазеров. Разряд происходил через общий искровой разрядник. На выходе системы получался световой импульс длительностью 1 НС и мощностью 1 МВт. Далее появился ряд работ, с использованием разных комбинаций ТЕ и TEA - лазеров в качестве усилителя и генератора [67-73].
И во всех случаях было доказано, что использование усилителя улучшает параметры пучка, повышая его мощность. Для изучения быстропротекающих процессов в ферромагнетиках была создана система TEAEA азотных лазеров, позволяющих получать одиночный световой импульс длительностью 200 пс [74]. Азотный TEA - TEA лазер, работающий на длине волны 2=337 нм, является источником коротких световых импульсов и очень удобен для накачки лазеров на красителях. Из преимуществ лазера необходимо отметить возможность его работы при комнатной температуре при атмосферном давлении, а также использование недорого лекгодоступного газа. При использовании азотных лазеров синхронизация осуществляется с помощью тиратрона или искрового разрядника с точностью от 1 до 5 не. Генератор и усилитель располагаются один за другим на общей платформе из оргстекла. Длина лазерного канала генератора составляет 10 см, усилителя - 25см. В такой системе форма выходных импульсов определяется генератором, усилитель же влияет на энергию выходного импульса, уменьшает расходимость и сужает полосу генерации. После усилителя длительность светового импульса увеличивается. Чтобы свести к минимуму влияние усилителя на длительность светового импульса, были выбраны такие геометрические размеры зарядных пластин, которые создают «бегущую волну» в генераторе и усилителе. Таким образом, усиление происходит в той среде, где распространяется «бегущая волна», что ведет к укорочению импульса света по сравнению с ранее описанными системами TEAEA азотных лазеров. Заряженные пластины имеют треугольную форму и контактируют через один из электродов разрядника. Их форма и размер определяют возможность существования «бегущей волны» разряда. Для этого необходимо, чтобы разность во времени начала разряда на входе и выходе лазерного ка нала была точно равна времени прохождения световым импульсом всего канала. Зарядные пластины конденсатора представляют собой листы из алюминиевой фольги с изолятором в виде пленок толщиной 25 мкм с диэлектрической проницаемостью равной всего 4, уложенных в 6 слоев. Меняя форму и размеры пластин можно влиять на длительность и энергию выходных импульсов. Электроды генератора и усилителя изготовлены из алюминия и имеют радиус кривизны 6 мм.
Практика показала, что оптимальное расстояние между электродами при работе с питающим напряжением 5-10 кВ составило 2-3 мм для генератора и 3 мм для усилителя. Система имеет общий разрядник, собранный по схеме тиратрона, и работающий при атмосферном давлении. Для уменьшения наводок и шума разрядник выполнен в закрытом корпусе. Его электроды напрямую контактируют с пластинами конденсатора, чтобы свести к минимуму индуктивность разрядника. В целях повышения стабильности работы между электродами разрядника вводится диэлектрик с узким отверстием, через которое идет разряд. В таком случае стабильность работы системы составляет 3-5 не. Необходимая синхронизация достигается путем изменения расстояний между электродами генератора и усилителя. Визуально процесс синхронизации сопровождается существенным увеличением яркости и уменьшением размытости луча. В лазерные каналы азот поступает из сосуда Дьюара, в который помещена «печка» сопротивлением 20 Ом. Расход азота составляет приблизительно 0,5 л/ч. Если система генерации света настроена хорошо, то происходит генерация красителя. Ультрафиолетовое излучение лазера позволяет получать световые импульсы с длинами волн всего видимого диапазона благодаря использованию различных красителей. Мощность светового импульса после красителя 50-100 кВт дает возможность прямого фотографирования без предварительного усиления яркости.
Магнитоупругие аномалии
Слабые ферромагнетики - на сегодняшний день единственные извест ные материалы, доменные границы в которых могут двигаться со сверхзвуковыми скоростями. Динамика ДГ в этих материалах имеет существенно нелинейный характер. На сверхзвуковом участке экспериментальной зависимости v(H) (рис.3.1,3.2) хорошо видны области постоянства скорости, так называемые «полочки», ширина которых может меняться в пределах десятков и сотен эрстед, в зависимости от толщины исследуемых пленок ортоферритов. Поначалу такие участки наблюдались только при скоростях границы, близких к скоростям продольного и поперечного звука [11,101]. В дальнейшем было установлено, что такие же аномалии наблюдаются и при других значениях скоростей ДГ, отличных от скоростей звука [10,61,90,91,102,103]. Со временем предпринимались неоднократные попытки объяснить неоднозначный вид зависимости v(H), но во всех работах преобладала одна концепция, в соответствии с которой каждая аномалия зависимости v(H) объяснялась определенным типом квазичастиц. Так в работах [79,82,91,104] было высказано предположение, что аномалии, существующие в слабых ферромагнетиках, связаны с излучением таких квазичастиц, как поверхностные или оптические магноны и фононы. В работе [105] теоретически рассматривалось излучение реле-евских фононов. В настоящее время с излучением квазичастиц надежно связывают только аномалии в зависимости v(H) при скоростях продольного и поперечного звука. Так в работе [106] торможение ДГ, движущейся со скоростью звука, было объяснено излучением акустических фононов.
В работе [107] существование этих аномалий связывалось с действием на ДГ сил торможения, имеющих резонансный характер. Целью авторов было описать, каким образом и при каком магнитном поле происходит переход со звуковой на сверхзвуковую скорость движения ДГ, и почему ширина области постоянства скорости не зависит от температуры, хотя существующая теория указывала на обратную ситуацию. Из теории следовало, что ширина «полки» пропорциональна коэффициенту затухания звука, который в свою очередь должен сильно зависеть от температуры. Кроме того, из существующей теории следовала очень малая величина времени преодоления границей звукового барьера и нереалистичная зависимость этого времени от магнитного поля [108]. Динамическая теория, описывающая зависимость скорости ДГ сводилась к решению нелинейной задачи на собственные значения, в роли которых выступали скорости доменной границы, в зависимости от внешнего параметра, которым являлось магнитное поле. Уравнение Ландау — Лифшица не учитывало неоднозначность зависимости v(H), связанную с ветвлением решений собственных значений, которая была вызвана нестационарностью динамики ДГ. Уравнение Ландау-Лифшица имело только одну ветвь решений. Такая необходимость выхода за рамки задачи на «собственные значения» побудила авторов вывести подходящее уравнение из уравнений Ландау — Лифшица методами теории возмущений для солитонов [109], имеющее для слабых ферромагнетиков типа YFeOi следующий вид [78,111]: Здесь P=mq — плотность импульса ДГ, q — координата центра ДГ, m=mo[\ — (q/c)] — плотность массы движущейся ДГ, с — предельная скорость ДГ, равная скорости спиновых волн на линейном участке их закона дисперсии, равная в ортоферрите иттрия 20 км/с, Р/т— плотность силы вязкого трения, г — время релаксации, связанное с подвижностью ДГ jn соотношением // =2A/sr/m, Ms — намагниченность насыщения. Первый член в правой части 2MSH ответственен за давление, оказываемое внешним магнитным полем Я на ДГ. Второй член в правой части уравнения f(P) характеризует плотность действующей на ДГ добо
