Диссертация (Магнитные фазовые диаграммы и спиновая динамика квазидвумерных магнетиков), страница 11

Экспериментальноустановлено, что возможен также синтез систем, в которых ион Bi заменяется редкойземлей или иттрием, а вместо Cl может быть использован другой галоген. Магнитныеионы Cu2+ в семействе франциситов образуют гофрированную кагоме решетку, чтоприводит к фрустрации обменных взаимодействий. Предварительные исследованияпоказали исключительное богатство физики данных систем, однако в данный момент ониостаются практически не изученными.52Рис. 1.52. Решетка кагоме из ионов меди в структуре францисита Cu3Bi(SeO3)3O2Cl [144].Вчастности,установлено,чтоиCu3Bi(SeO3)2O2ClCu3Bi(SeO3)2O2Brупорядочиваются антиферромагнитно с температурами Нееля 23.5 K и 24.2 Kсоответственно [141] (рис.

1.53). А исследование полевых зависимостей намагниченности,выполненныенамонокристаллическихобнаруживаютсущественнообразцаханизотропноеэтихповедениефранциситовкривых[142,143]намагничиванияиприсутствие индуцированного магнитным полем метамагнитного перехода (рис. 1.53).Магнитная структура монокристалла Cu3Bi(SeO3)2O2Br была расшифрованаметодом дифракции нейтронов. Спин-конфигурационная модель представлена на рис.1.54.

Моменты ионов меди в кристаллографической позиции Cu1 располагаются вплоскости bc под углом ±50º к оси c. Моменты ионов Cu2 параллельны оси c. Такаяориентациямоментовпредполагаетпреобладаниеферромагнитныхобменныхвзаимодействий внутри слоя, а между слоями – антиферромагнитных. При приложениимагнитного поля сильнее поля метамагнитного перехода Bc = 0.8 Tл вдоль оси c слабыемежслоевые обмены подавляются и магнитные моменты ионов меди каждого второгоРис. 1.53.

Температурные зависимости магнитной восприимчивости [141] и полевыезависимости намагниченности Cu3Bi(SeO3)2O2Cl и Cu3Bi(SeO3)2O2Br [142].53Рис. 1.54. Магнитная структура Cu3Bi(SeO3)2O2Br в нулевом магнитном поле (а) и в поле 1Т (b). Магнитные моменты ионов Cu1 – синие стрелки, Cu2 – красные [143].слоя переворачиваются (рис. 1.54 (b)), что приводит к общей неколлинеарнойферримагнитнойструктуре.АнизотропиятипаДзялошинского-Мориатакже,предполагается, играет очень большую роль в соединениях со структурой францисита[144].В заключение краткого литературного обзора по квазидвумерным магнетикам,можно сказать, что, к сожалению, огромный объем имеющейся к настоящему временилитературы, не позволяет в рамках настоящей работы дать полное описаниемногообразной физики 2D систем.

Мы ограничились, наиболее интересными, на нашвзгляд, эффектами и моделями, которые необходимы для понимания экспериментальныхрезультатов, представленных в главах 3-6.54ГЛАВА 2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДИКИ И АНАЛИЗ2.1. Методики измерения и анализа магнитных свойствВ настоящей работе для измерения температурных и полевых зависимостейнамагниченности низкоразмерных металлооксидных соединений в низких поляхиспользовались автоматизированные СКВИД - магнитометры фирмы “Quantum Design”MPMS -5, MPMS-7 (Magnetic Property Measurement System), а также система измеренияфизических свойств “Quantum Design” PPMS 9 (Physical Property Measurement System),оборудованная опцией вибрационный магнитометр (Vibrating Sample Magnetometer,VSM).

Цифра в названии прибора отвечает максимально достижимым полям. Диапазонисследованных температур составлял от 2 до 350 К.Схема СКВИД - магнитометра (SQUID - superconducting quantum interference device;сверхпроводящий квантовый интерференционный прибор) представляет собой замкнутыйконтур из сверхпроводника с четырьмя выводами, служащими для подачи тока и снятиянапряжения, в который включены два джозефсоновских перехода. СКВИД на постоянномтоке представляет собой два джозефсоновских перехода, включенных параллельно (рис.2.1). Включение осуществляется массивными сверхпроводниками, которые вместе сджозефсоновскими переходами а и b образуют замкнутый контур (кольцо). Внутрь этогокольца введена катушка, создающая магнитный поток.РаботаСКВИДанапостоянномтокеописываетсядвумясоотношениямиДжозефсона:(2.1)(2.2)Эти соотношения описывают соответственно стационарный и нестационарныйэффект Джозефсона. Видно, что наиболее устойчиво сверхпроводящее состояние кольцапо отношению к внешнему току будет в случаях, когда полный магнитный поток черезинтерферометр будет равен целому числу квантов потока Ф0 (рис.

2.2). Наоборот, случай,когдаполныйпотокравенполуцеломучислуквантовпотока,соответствуетнеустойчивому сверхпроводящему состоянию: достаточно приложить к интерферометруничтожный ток, чтобы он перешел в резистивное состояние и чтобы вольтметр обнаружилнапряжение на интерферометре.Характерная особенность СКВИДа состоит в том, что при изменении магнитногопотока, пронизывающего контур, напряжение на выходе этого устройства периодическиизменяется, причем период равен кванту магнитного потока.

Эта зависимость позволяет55Рис. 2.1. Электрическая схема СКВИДа на постоянном токе, здесь Ib — внешний ток черезСКВИД, I0 — критический ток, Φ — магнитный поток, приложенный к контуру, V —падение напряжения на СКВИДе.создать на основе СКВИДов наиболее чувствительные измерители магнитного поля.Характерной особенностью сверхпроводящих магнитометров является независимость ихчувствительности от величины полной намагниченности, что дает возможность содинаковой точностью измерять изменения намагниченности как в сильномагнитных, таки диамагнитных веществах.СКВИД - магнитометр фирмы "Quantum Design" позволяет проводить измерения вполях B < 7 Тл, однородность распределения поля составляет 0.01 % на длине 4 см (2 смот центра принимающих катушек). Максимальная длина образца может составлять 9 мм.Величина измеряемого сигнала может варьироваться от 10-8 emu до 5 emu, в случаесильномагнитных веществ возможно измерение сигнала до 300 emu.

Вариациятемпературы возможна в интервале 1.8 - 400 К, стабильность температуры составляет~0.5%.Принципиальная схема вибрационного магнитометра изображена на рис. 2.3.Магнитное поле создаётся сверхпроводящими магнитами, приёмные катушки находятсявокруг образца, который крепится на шток. Блок управления приводит в рабочеесостояние колебательную систему VSM.

Помимо измерительных катушек системаРис. 2.2. Слева: Вольт-амперная характеристика СКВИДа. Верхняя кривая соответствуетnΦ0, а нижняя — (n+1/2)Φ0. Справа: Зависимость напряжения на контакте в зависимостиот магнитного потока через контур. Период колебаний равен одному кванту потока Φ056измерения селективный усилитель, настроенный на частоту колебаний и синхронныйдетектор.Опорныйсигналнасинхронныйдетекторпоступаетсзадающегонизкочастотного генератора. Образец, осциллируя, создаёт на катушках переменную ЭДС,информация передаётся на ПК. Сигнал на выходе детектора пропорционаленнамагниченности образца. Естественно, что намагниченность M возникает и начинаетрасти лишь с включением и увеличением напряженности внешнего магнитного поля H.Если поле не очень велико, так что энергия элементарных магнетиков в поле, равная попорядку величины BH (B – магнетон Бора), мала по сравнению с их средней тепловойэнергией kT, то намагниченность возрастает прямо пропорционально величине поля иудобно пользоваться удельной магнитной восприимчивостью:M,H m(2.1)которая не зависит ни от размеров тела, ни от напряженности поля, а определяется лишьфундаментальными свойствами соответствующего вещества и температурой, и полностьюотражает специфику взаимодействия материала с внешним полем.

При постояннойнапряженности поля H понижение температуры должно приводить к уменьшениюстепени термического разупорядочения и, как следствие, к увеличению M и .Действительно, для идеального парамагнетика выполняется закон Кюри:  = C/T , где C –константа Кюри. Для любого магнетика в парамагнитной области, существенно вышекаких-либо магнитных фазовых переходов, т.е. когда температура заметно большепараметров обменных магнитных взаимодействий kBT >> J, магнитная восприимчивостьподчиняется закону Кюри – Вейсса [145]:  0 CT Рис.

2.3. Принципиальная блок–схема вибрационного магнитометра.(2.2)57где 0 – температурно-независимый вклад, С – константа Кюри,  - температура Вейсса,которая является мерой обменного взаимодействия между магнитными центрами. Вдиэлектриках вклад 0 может состоять из диамагнитного вклада dia от внутреннихэлектронных оболочек и парамагнитного вклада Ван – Флекка vV, который обязан вкладуквантовых переходов между основным состоянием системы 0 и ее возбужденнымисостояниями n.

Диамагнитный вклад dia определяется суммой диамагнитных вкладовионов, входящих в формульную единицу вещества и может быть рассчитан путемсуммирования соответствующих констант Паскаля [146]. А вклад Ван Флекка можнооценить как [147]: vV 4 N A  B2,(2.3)где  = 10Dq – энергия расщепления орбиталей в кристаллическом поле, NA- числоАвогадро, а  B - магнетон Бора. Константа Кюри связана с концентрацией магнитныхцентров и может быть использована для определения эффективного магнитного моментасогласно соотношению [145]:CNA 2 eff ,3k B(2.4)С другой стороны, используя экспериментально полученное (например, из ЭПР) значениеэффективного g-фактора, теоретическая оценка эффективного момента может бытьсделана формуле: eff2  ng 2 S (S  1) B2(2.5)где n – число магнитных центров, g обозначает g – фактор, S – спиновый магнитныймомент.

Температура Вейсса в теории среднего поля представляет собой сумму всехобменных магнитных взаимодействий в системе [145]:iz i S ( S  1) J i3k B(2.6)где zi число ближайших соседей, Ji – энергия обменного взаимодействия.Температурные зависимости магнитной восприимчивости (T) измерялись для всехисследованных в настоящей работе образцов. С целью установления основныхпараметровмагнитнойматематическийанализподсистемы0 ,С,экспериментальныхпроводилсяданныхсоответствующийв(высокотемпературной) области с использованием соотношений (2.1)-(2.6).парамагнитной582.2. Методика измерения и анализа удельной теплоемкостиТемпературная зависимость теплоемкости является важной характеристикойтвердого тела, отражающей изменения в его структурной, электронной и магнитнойподсистемах.