Автореферат (Квантовые основные состояния низкоразмерных магнетиков), страница 5

Это изменение энергетического масштаба отражается в смещениипервого метамагнитного перехода в поле 12 Т по сравнению с 8 Т в CuFeO2 [9].24В шестой главе рассмотрен нетривиальный антиферромагнетизм втопологии бумажной цепочки Ba3Cu3In4O12 и родственных соединенийлегированных скандием Ba3Cu3(In1-хScx)4O12.В структуре Ba3Cu3In4O12 присутствуют две позиции и для катионов меди,и для катионов бария в отношении MI:MII = 1:2 (M = Ba или Cu). Все катионымеди Cu2+ (3d9, S = 1/2) находятся в квадратном кислородном окружении CuO4.Четыре последовательно чередующихся квадрата CuIO4 и CuIIO4, соединенныечерез вершины, составляют кольцо, по отношению к которому следующеекольцо из плакеток повернуто на 90о. Угол связи CuI – O – CuII составляет 88о.Фрагменткристаллическойструктурыипутиобменныхмагнитныхвзаимодействий в Ba3Cu3In4O12 представлены на Рисунке 8.Переход в антиферромагнитно - упорядоченное состояние в Ba3Cu3In4O12ниже TN = 12.7 K проявляется в виде пика на температурных зависимостяхмагнитной восприимчивости и теплоемкости.Рисунок8.ПроекцияBa3Cu3In4O12структурыперпендикулярно оси с.

Изолированные сферы большого и среднего радиуса обозначают ионы Ba2+ и In3+. Маленькие сферы обозначают ионы O2-. Квадраты CuO4показаны в полиэдрическом представлении. Межцепочечные обменные взаимодействия между ионами CuI– CuI и CuII – CuII обозначены дугами J2′ и J2′′, соответственно (верхняя панель).

Колонна «бумажной» цепочки состоит из соединенных по вершинам изогнутыхплакеток CuIO4 (горизонтальные) и выгнутых квадратовCuIIO4(вертикальные).взаимодействиемеждуОбменноеближайшимимагнитноесоседямивцепочке CuI – CuII обозначено дугой J. Дуги J1′ и J1′′показываютобменноемагнитноевзаимодействиемежду следующими за ближайшими соседями CuI – CuIи CuII – CuII, соответственно (нижняя панель).25Однако,зависимостидемонстрируютнизкоеM(H), измеренныезначениеполяпринасыщенияиT<TNдополнительныеособенности в нескольких критических полях, как показано на рисунке 9 (леваяпанель). Производные кривых намагничивания dM/dB, измеренных при разныхтемпературах, приведены на рисунке 9 (правая панель).

Здесь отчетливо видныособенности, а именно пики в полях B1 и B2, смена наклона в поле B3 инасыщениевполеB4.Кривыенамагничиваниякачественноможномоделировать, если предположить, что магнитные моменты ионов CuI и CuIIформируютотдельныемагнитныеподсистемы,которыеиспытываютнезависимо спин – флоп и спин - флип переходы в различных полях.Удовлетворительноеописаниеэкспериментальныхданныхможетбытьполучено, если приписать поля B1 и B4 спин – флоп и спин – флип переходам3,02K4K6K8K10 K20 K50 K100 K2B2B32,52KdM/dB (μB/f.u.T)3B12,04K6K1,5M (μB/f.u.)B48K1,010 K10,50,000123456701234567B(T)B (T)Рисунок 9.

Полевые зависимости намагниченности в Ba3Cu3In4O12. (леваяпанель). Производные намагниченности dM/dB в Ba3Cu3In4O12. ЗависимостиdM/dB последовательно сдвинуты друг относительно друга. Сплошные линиипоказывают смещение спин – флоп и спин – флип переходов с температурой.На вставке представлена низкотемпературная область в увеличенноммасштабе (правая панель).26подсистемы CuII, и поля B2 и B3 спин – флоп и спин – флип переходамподсистемы CuI, соответственно. В теории среднего поля можно записать Bflop =(2BABE - BA2)1/2 и Bflip = BE, где BA – поле анизотропии и BE -обменноемагнитное поле. Используя наши экспериментальные значения критическихполей, получим BAI = 0.8 T (~ 0.5 K), BEI = 3.15 T (~ 2.1 K) и BAII ~ 0.3 T (~ 0.2K), BEII ~ 5.2 T (~ 3.5 K).Анализ имеющихся экспериментальных данных позволяет предположитьвозможное разделение магнитной подсистемы в Ba3Cu3In4O12 на тринезависимых ортогональных подсистемы.

С повышением температуры, кривыеM от B сглаживаются, превращаясь в стандартную функцию Бриллюэна,однако на них присутствуют сглаженные аномалии спин – флоп и спин – флиппереходов. Все полученные экспериментальные данные по намагниченности итеплоемкости суммированы на магнитной фазовой диаграмме, представленнойна рисунке 10 (левая панель). Линии B1 и B2 на этой диаграмме отвечают спинфлоп – переходам в подсистемах CuII и CuI (отметим, что соответствующиеособенности по величине относятся как ~ 2:1), линии B3 и B4 отвечают спин –флип – переходам в подсистемах CuI и CuII.Расщепление магнитной подсистемы в индате бария – меди возможнотолько в случае ортогонального расположения магнитных моментов ионовмеди, как показано на рисунке 10 (правая панель).

Такая крайне необычнаямагнитная структура может сформироваться во избежание фрустрацииобменныхмагнитныхвзаимодействийвBa3Cu3In4O12.Фрустрацияферромагнитного обмена между ближайшими соседями атомов меди CuI – O –CuII посредством антиферромагнитного взаимодействия между следующими заближайшими соседями атомов меди CuII – O – O – CuII это не единственныйфактор, влияющий на формирование трехмерного дальнего магнитного порядкав Ba3Cu3In4O12. Взаимодействие CuII – CuII внутри цепочки само по себе такжефрустрировано из-за тетраэдрического расположения атомов меди CuII. Болеетого, межцепочечные взаимодействия в подсистеме CuII также фрустрированы.Предположительно расцепленная подсистема меди в Ba3Cu3In4O12 состоит из27B454B3B (T)3B22B110024681012T (K)Рисунок 10. Магнитная фазовая диаграмма B – T в Ba3Cu3In4O12, полученная изтепловых и магнитных данных (левая панель).

Ортогональное расположениемагнитных моментов меди – как возможное основное состояние трехмерноймодели Шастри – Сазерленда в Ba3Cu3In4O12 (правая панель).трехмерного квадратного каркаса атомов CuI (левая панель), вставленногомежду взаимно ортогональными двумерными решетками – слоями Шастри –Сазерленда (правая панель), что приводит к формированию трехмернойрешетки Шастри – Сазерленда в системе [10]. В более общей теории Шастри –Сазерленда димеры в соседних слоях не связаны прямым обменнымвзаимодействием,новзаимодействуютспромежуточнымспином,расположенным между ними [11]. В таком расположении магнитных моментовполностьюотсутствуетфрустрация.Слабостьобменныхмагнитныхвзаимодействий приводит к низкому значению поля насыщения BS, тогда какотсутствие фрустрации в ортогональном расположении спинов при низкихтемпературах приводит к сравнительно высокой температуре магнитногоупорядоченияTN.Втакомрасположениимагнитныхмоментов,поддерживаемом магнитокристаллической анизотропией, псевдодипольное28взаимодействиеивзаимодействие Дзялошинского–Морийяобеспечивают взаимосвязь между тремя взаимно ортогональными магнитнымиподсистемами.Малоемагнитноеполе,приводящеекнасыщениюнамагниченности в Ba3Cu3In4O12, указывает на близость системы к квантовойкритической точке, разделяющей ортогональную и коллинеарную фазы.При замещении индия на скандий, что можно рассматривать какприложение некоторого химического давления, в системе Ba3Cu3(In4-xScx)O12наблюдается плавное изменение параметров магнитной подсистемы.

Висследованиях магнитных и тепловых свойств наблюдается увеличениетемпературы антиферромагнитного упорядочения до TN = 16.4 К, а также полейспин – флопа и насыщения до 2.4 и 7.8 Т в Ba3Cu3Sc4O12.ЗАКЛЮЧЕНИЕСуммируярезультатыпроведенныхисследованийнизкоразмерныхмагнетиков можно сделать следующие выводы:- Установлено синглетное основное состояние в двух квазиодномерныхсоединениях, Na2Cu2Si4O11·2H2O и Na2Cu2Si4O11.

Величина энергетическойщели зависит от количества молекул H2O в микропористой структуре,обеспечивая уникальную возможность для подстройки этого параметра за счетвариации содержания воды;- Обнаружено плато 3/5 на кривой намагничивания в антиферромагнетикеNa2Cu5Si4O14. Его присутствие связывается с особенностями поведенияпятикратно – сегментированной цепочки катионов меди;- Установлены основные свойства спин - димерной подсистемы вBaVSi2O7, то есть масштаб внутри- и междимерных обменных взаимодействий.Обнаружен индуцированный магнитным полем синглет - триплетный переход.Проведено сопоставление параметров t2g - системы BaVSi2O7 и eg – системы вBaCuSi2O6;29-Установленоформирование антиферромагнитногосостояниявCu(NO3)2·H2O при TN = 3.25 К. Спин-флоп и спин-флип превращенияописываютэволюциюантиферромагнитнойподсистемыCu(NO3)2·H2O,подрешетки которой принадлежат различным слоям;- Установлен переход в антиферромагнитное состояние системыRb3Ni2(NO3)7присвидетельствуютTNо=4.1К.Термодинамическиесосуществованиидальнегохарактеристикимагнитногопорядкасантиферромагнитными димерами на спине S = 1 с Δ = 5.5 К;- Обнаружено формирование ближнего Tmax ~ 105 K и дальнегомагнитного порядка TN = 0.58 K в нитратокупрате нитрозония (NO)[Cu(NO3)3].Топология магнитных взаимодействий в этом соединении позволяет описыватьего моделью “флага конфедерата”;- Обнаружено формирование ферримагнитного состояния в Ni(NO3)2 приTC=5.5K.Расположениемодифицированнойионовантиферромагнитнойникелярешеткевструктурекагоме,отвечаетконкуренциямагнитных обменов в которой приводит к формированию неколлинеарноймагнитной структуры;- Обнаружен слабый ферримагнетизм в ортофосфате хрома α-Cr3(PO4)2при TC = 29 K.

Обнаружено многократное обращение намагниченности стемпературой в магнитоупорядоченном состоянии этого соединения;- Установлено сосуществование ближнего и дальнего порядка в системеCu2As2O7. Ближний порядок обусловлен альтернированием изолированныхмагнитных цепочек.