Магнитооптические и фотомагнитные свойства бората железа



Среди магнитных фазовых переходов типа порядок — порядок принято выделять отдельно переходы магнитоупорядоченной среды из однородного в пространственно модулированное магнитное состояние. Возникающие в этом случае модулированные магнитные структуры (ММС) можно рассматривать как особый тип упорядочения — пространственную модуляцию простых однородных по объему кристалла магнитных структур — ферромагнитной или антиферромагнитной.

Борат железа — прозрачный в видимой области спектра оптически анизотропный кристалл зеленого цвета. Ниже температуры Нееля FeBO₃ становится оптически двухосным, одна из оптических осей которого совпадает с главной осью симметрии (осью С₃).

Наиболее полное теоретическое исследование магнитооптических эффектов в ромбоэдрических антиферромагнетиках со слабым ферромагнетизмом выполнено в [1]. Следуя этой работе, запишем тензор диэлектрической проницаемости _{i j} слабоферромагнитного кристалла в виде разложения по компонентам векторов ферро — и антиферромагнетизмаmи l соответственно:

_{i j} ^s = _{i j}^o + _{i j k n} l_k l_n + _{i j k n} m_k l_n; (1)

_{i j} ^a = _{i j n} m_n,

где _{i j} ^s и _{i j} ^a — соответственно симметричная и антисимметричная части тензора _{i j}; _{i j}^o — тензор диэлектрической проницаемости кристалла для температур выше температуры магнитного упорядочения; , ,  — тензоры, отражающие симметрию кристалла в парамагнитной фазе.

Ниже нас будет интересовать случай, когда линейно поляризованный свет распространяется в ромбоэдрическом кристалле вдоль (или вблизи) направления оптической оси (оси С₃). При распространении света вблизи направления, совпадающего с оптической осью кристалла (которую примем за ось Z), продольная компонента электрического поля световой волны пренебрежимо мала по сравнению с поперечными компонентами (оси Х,Y лежат в базисной плоскости), поэтому оптические явления в таких условиях можно описать, используя плоский вид тензора (1):

_{i j} = ; (2)

_{x x} = _x — i _x; _{x y} = (g + i g — i  — );

_{y x} = (- g — i g — i  — ); _{y y} = _y — i _y;

где _i,  и _i,  — соответственно действительные и минимые компоненты симметричной части, а g и g — антисимметричной части тензора

_{i j} (g и g — компоненты так называемого вектора гирации). Как обычно, действительные части характеризуют скорость распространения волны, а мнимые — диссипацию ее энергии.

Для расчета параметров поляризации света, прошедшего магнитоупорядоченный кристалл вдоль направления, совпадающего с С₃ — осью, в [1] используется метод нормальных мод (т. е. электромагнитных волн, распространяющихся в кристалле без изменения своей поляризации). После довольно громоздких вычислений было получено, что в области длин волн, где поглощение незначительно, поворот большой оси эллипса поляризации и фазовый сдвиг между компонентами нормальных мод (двух ортогональных эллиптически поляризованных волн) для падающего света, линейно поляризованного под углом 45^о к оси Х, можно представить в виде комплексного угла:

 = [ + g +  + i ( + g + )] z /cn.

Действительная часть этого выражения соответствует повороту большой оси эллипса поляризации

Re  = [ + g + ] z /cn., (3)

а мнимая часть угла  соответствует величине фазового сдвига, определяющего эллиптичность световой волны на выходе из кристалла,

Im  = [ + g + ] z /cn, (4)

где  — частота распространяющегося в кристалле света, z — толщина кристалла вдоль оси Z, c — скорость света, n — показатель преломления.

Из (3), (4) видно, что величина магнитооптического вращения определяется мнимыми компонентами симметричной части и действительными компонентами антисимметричной части тензора _{i j.}.

Из предложенной в [2] теории фотоиндуцированной ММС FeBO₃: Ni следует, что к ее возбуждению приводит магнитоакустическое взаимодействие между комплексами, образованными ионами Fe и Ni, и кристаллической матрицей, которое в отсутствии засветки незначительно, но усиливается при поглощении света кристаллом. Эта теория в принципе допускает возникновение ММС в допированном примесью кристалле FeBO₃ и без участия света. По видимому, именно этого типа ММС наблюдалась в FeBO₃:Mg. Если это так, то следует ожидать, что световое воздействие на кристалл FeBO₃:Mg должно оказывать влияние на параметры и условия существования реализующейся в нем ММС. Обнаружение этого эффекта позволило бы проанализировать переход FeBO₃:Mg в модулированное магнитное состояние с точки зрения развитой теории и, возможно, выявить микроскопические механизмы, ответственные за это фазовое превращение.

Литература:

1. Федоров Ю. М., Лексиков А. А., Аксенов А. Е. Магнитооптические явления в ромбоэдрических антиферромагнетиках со слабым ферромагнетизмом. // ФТТ. — 1984. — Т.26. — В.1. — С.220–226.
2. Федоров Ю. М., Садреев А. Ф., Лексиков А. А. Модуляция магнитного порядка кристалла FeBO₃:Ni под действием света. // ЖЭТФ. — 1988. — Т.95. — В.5(11). — С.1876–1883.