Диссертация (Магнитные фазовые диаграммы и спиновая динамика квазидвумерных магнетиков), страница 8

Области Ax, Ay и Az,показанные заштрихованными треугольниками, отвечают щелевым квантовым основнымРис. 1.31. (слева) Фазовая диаграмма модели Китаева. Треугольник соответствует сечениюположительного октанта (Jx, Jy, Jz  0) плоскостью Jx + Jy + Jz = 1. Диаграммы для другихоктантов подобные [79]. (справа) Фазовая диаграмма модели Китаева-Гейзенберга вучетом анизотропии [80].35состояниям. Согласно модели Китаева в присутствии анизотропии на решетке пчелиныесоты спинов S = 1/2 могут реализоваться четыре возможные типа основного квантовогосостояния: ФМ, Неелевское АФМ, АФМ зигзаг и АФМ страйп как показано справа на рис.1.31 [80].Наиболее популярными кандидатами на проверку модели Китаева в настоящеевремя стали металлооксидные соединения с 5d элементами, и прежде всего иридатынатрия и лития Na2IrO3 и Li2IrO3.

Теоретически предсказано [81], что, засчет сильногоспин-орбитального взаимодействия эти системы могут представлять собой пример новогосостояния, реализующего модель Китаева. В расчетах [81] спин гамильтониан включалдва терма: один соответствующий анизотропным взаимодействиям (аналог гамильтонианаКитаева (1.5)) плюс обычный гейзенберговский терм (1.1) отвечающий изотропнымвзаимодействиям между ближайшими соседями (модель Китаева-Гейзенберга (КГ)).

Призаписи через единый параметр , спин-гамильтониан может быть записан виде:~ ~~ ~(1.6)H ij   22  1Si S j  1   Si  S j ,где J1 = 2, J2 = 1-. Ситуация когда  = 0 отвечает чисто гейзенберговскому пределу, а = 1 – чисто Китаевскому пределу, соответственно. =1/2 отвечает ферромагнитномусостоянию. Численные расчеты для всех значений 01 позволяют построить фазовуюдиаграмму основных квантовых состояний, показанную на левой части рис. 1.32. Эффектмагнитного поля был учтен в работе Жианга и др.

[82]. Полученная им фазовая диаграммапоказана на правой части рис. 1.32.Кристаллическая структура обоих оксидов Na2IrO3 и Li2IrO3 слоистая, причеммагнитные слои чередуются с немагнитными слоями натрия. Ионы иридия Ir4+ со спиномS = 1/2 в октаэдрическом окружении формируют практически идеальную решеткуРис. 1.32.

Магнитная фазовая диаграмма основного квантового состояния 2D магнетика срешеткой пчелиные соты, рассчитанная в модели Китаева-Гейзенберга [81] и такжедиаграмма с учетом влияния внешнего магнитного поля [82].36Рис. 1.33. Слоистая кристаллическая структура Na2IrO3 (слева) [83] и температурныезависимости магнитной восприимчивости (в середине) и теплоемкости (справа) дляNa2IrO3 и Li2IrO3 [84].пчелиныесоты(рис.1.33)[83].Исследованиетермодинамическихсвойствсвидетельствует об установлении дальнего АФМ порядка при практически одной и той жетемпературе Нееля TN ~ 15 К для обоих образцов, однако с существенно различнойтемпературой Вейсса (-125 К для Na2IrO3 и -33 К для Li2IrO3) [84].

При этом фазовыйпереход в упорядоченное состояние предваряет широкий максимум на температурнойзависимости магнитной восприимчивости, характерный для квази-2D магнитных систем(рис. 1.33).Несмотря на предсказанное возможное спин-жидкостное состояние прямыеисследования методами нейтронной и магниторезонасной рентгеновской дифракциипоказали,чтоосновноеквантовоесостояниедля натриевогоиридатаNa2IrO3антиферромагнитное типа зигзаг [85] и противоречит ожидаемым из модели КГупорядочениям Неелевского и страйп-типа (рис. 1.32), и несоизмеримое некомпланарноеспиральное для Li2IrO3 [86] Установлено, что, несмотря на практически идеальнуюрешетку пчелиные соты, октаэдры IrO6 испытывают в Na2IrO3 сильное тригональноеискажение, что приводит к заметному отклонению угла связей Ir-O-Ir от идеального длядоминирования Китаевского обмена угла 90 (левая часть рис.

1.34). Это обстоятельствоиграет ключевую роль в стабилизации состояния АФМ зигзаг в этом соединении. В то жевремя в литиевом аналоге тригональные искажения иридиевых октаэдров гораздо меньше,поэтому он ближе к предсказанному в модели КГ спин-жидкостному режиму [84] (праваячасть рис. 1.34).Модным объектом, кандидатом на проверку модели Китаева недавно стал и α-RuCl3,в котором ион рутения присутствует в низкоспиновом (S = 1/2) состоянии. Связанные поребру октаэдры RuCl6 формируют в этом соединении почти идеальную решетку типапчелиных сот, а слои слабо связаны между собой силами Ван-дер-Ваальса [87]37(b)Рис.

1.34. Локальная структура, тригональное искажение и спин-конфигурационнаямодель АФМ зигзаг для Na2IrO3 (a) [85] и спиральная спиновая структура для Li2IrO3 (b)[86].(рис. 1.35). Детальные исследования термодинамических свойств и эксперименты порассеяниюнейтроновнамонокристаллическихобразцахсвидетельствуютобустановлении дальнего АФМ порядка типа зигзаг при температуре T ~ 13 K [89] всогласии с моделью Китаева, которая предполагает такой тип упорядочения в качествеодного из возможных основных квантовых состояний. Это соединение интересно ещепоявлениеминдуцированногомагнитнымполемспин-переориентационногометамагнитного перехода в поле ~8 T (рис.

1.36).Другой недавно исследованный квази 2D магнетик с рутением SrRu2O6базирующийся на геометрии пчелиных сот характеризуется необычно высокой дляслоистой системы температурой Нееля, TN ~ 560 K [90]. Кроме того, установлено, чтоэкспериментально наблюдаемый магнитный момент 1.3 B/Ru в два раза меньше того, чтоможно было бы ожидать для иона Ru5+ (4d3, S = 3/2). Для объяснения такого поведениябыли предложены две теоретические модели, в рамках которых система рассматриваласьРис. 1.35.

Слоистая кристаллическая структура (слева) [87]; температурные зависимостиудельной теплоемкости и магнитной восприимчивости [88] и спиновая модель АФМзигзаг для RuCl3 [89].38Рис. 1.36. Магнитная фазовая диаграмма и полевые зависимости намагниченности в RuCl3[89].как локализованный или коллективизированный магнетик, и высокая TN объясняласьналичием межплоскостного обменного взаимодействия или одноузельной магнитнойанизотропии, соответственно [90,91]. Детальное исследование электронной структурыпоказало, что аномальные магнитные свойства вероятнее всего связаны с формированиемRu6 квазимолекулярных орбиталей (молекулярных орбиталей различной симметрии,образующихся на шести атомах Ru) на идеальной сотообразной решетке SrRu2O6, чтоприводитксущественнонегейзенберговскомутипуобменногогамильтониана.Простейшие оценки показали, что наиболее сильное влияние на TN оказываетмежплоскостное обменное взаимодействие.

Также для этого соединения была обнаруженасильная зависимость магнитных свойств системы от допирования и предсказанопоявление полуметаллического состояния (щель открывается только в одной спиновойподзоне).Весьма необычное основное квантовое состояние формируется в структурнородственном вышеописанным иридатам оксиде Li2RuO3, в котором ионы Ru4+ (4d2, S = 1)формируют сотообразные слои, разделенные слоями лития. При температуре ~ 270 KLi2RuO3 претерпевает структурный фазовый переход между двумя моноклиннымимодификациями (из пространственной группы C2/m в P21/m) (левая часть рис. 1.37).Экспериментальные исследования структурных и магнитных свойства, а такжетеоретические расчеты дляэтого низкоразмерного магнетика показали, что ввысокотемпературной фазе (T > 270 K) в Li2RuO3 реализуется состояние типа «жидкостьвалентных связей» (valence bond liquid) [92].

В этом димеризованном состояниивозникают локальные димеры Ru-Ru, которые, однако, динамически разупорядочены порешетке пчелиные соты. С понижением температуры происходит «замораживание»димеров в определенных положениях (правая часть рис. 1.37). Важной особенностьюданного соединения являются его необычные магнитные свойства.

В димеризованной39Рис. 1.37. Экспериментальная температурная зависимость объема элементарной ячейки поданным нейтронной дифракции и теоретически рассчитанные димеризованные спиновыесостояния в Li2RuO3 [92].низкотемпературной фазе Li2RuO3 является немагнитной системой (спин-синглетноесостояние в димерах из спинов S = 1). С повышением температуры наблюдается переход впарамагнитное состояние, которое, соответствует существованию изолированных спиновS = 1/2, а не спинов S = 1 характерных для ионов Ru4+.

Такое поведение приписаностабилизации орбитально-селективного состояния, в котором часть электронов участвуетв формировании спин-синглетного состояния, а другая часть ведет себя как локальныеспины.Яркий пример немагнитного (чисто 2D) поведения демонстрирует оксинитратвисмута-марганца Bi3Mn4O12(NO3) [93,94]. Соединение кристаллизуется в тригональнойпространственной группе P3 и характеризуется слоистой кристаллической структурой, вкоторой слои ионов марганца Mn4+ (S = 3/2) организованы в топологии пчелиные соты(рис.

1.38). Температурная зависимость магнитной восприимчивости показывает широкийкорреляционный максимум примерно при T ~ 70 K, характерный для 2D АФМ систем.Температура Вейсса принимает большое отрицательное значение  ~ -257 K, однако,Рис. 1.38. Слоистая кристаллическая структура, устройство плоскости пчелиные соты,температурная зависимость магнитной восприимчивости [93] и магнитная структураНеелевского типа, которая реализуется под действием магнитного поля согласно даннымпо нейтронному рассеянию для Bi3Mn4O12(NO3) [94].40соединение не обнаруживает дальнего магнитного порядка вплоть до 0.4 К, чтосвязывалась авторами с сильной фрустрацией из-за конкуренции обменов J1, междуближайшими соседями, и J2, между соседями следующими за ближайшими [93].Экспериментыпонейтронномурассеяниювмагнитныхполяхобнаружилииндуцированное магнитным полем упорядочение в АФМ фазу Неелевского типа, котораяреализуется в поле около 5 Тл [94].

Магнитная структура показана на правой части рис.1.38.Аналогично описанным выше 2D магнетикам с квадратной и треугольнымирешетками в магнетиках, базирующихся на топологии пчелиные соты, были обнаруженыуказания на реализацию топологического перехода БКТ. Например, из исследованиятемпературных зависимостей ширины линии поглощения ЭПР, которая, пропорциональнакубу спин-корреляционной длины, установлена необычная спиновая динамика для 2Dантиферромагнетика BaNi2V2O8 с решеткой пчелиные соты ионов никеля (S = 1) [95] (рис.1.39). Экспериментальные результаты были успешно интерпретированы в рамках моделиБКТ и сделано заключение о том, что исследованный объект является слабоанизотропнымлегкоплоскостным2Dгейзенберговскимантиферромагнетиком.Температура БКТ перехода и критическая экспонента составили TKT ~ 43 K и b = 0.9соответственно в согласии с присутствием на температурных зависимостях магнитнойвосприимчивости широкого 2D корреляционного максимума при Tmax ~ 125 K и 3Dдальнего АФМ упорядочения при TN = 50 K [96].(a)(b)(c)Рис.