Автореферат (1097669), страница 5
Текст из файла (страница 5)
units)Li4ZnTeO6-τln (∆B/mT)40∆B (mT)SLi4FeSbO650−0.370S (J/mol K)ln (∆B/mT)10M (µB/f.u.)Cm (J/mol K)C/T (J/mol K2)0200(b)202K3K4K5K6K7K8K9K10K12K18160,00,51,01,52,0B (T)T (K)Рис. 4. Температурные зависимости удельной теплоемкости в нулевом поле(левая панель), ширины линии поглощения ЭПР (средняя панель) для Li4FeSbO623и полевые зависимости намагниченности в импульсных и статических поляхдля фазы P321 MnSb2O6 при вариации температуры (правая панель).Оказалось, что спиновая динамика в Li4FeSbO6 носит нетривиальныйхарактер и температурная зависимость ширины линии ЭПР наилучшимобразомописываетсянестепеннымрамках(вклассическойтеориикритического уширения), а экспоненциальным законом (средняя панель на рис.4), указывая на возможную реализация сценария топологического переходатипа Березинского-Костерлица-Таулеса при TKM < TN в двумерных магнетиках стреугольной решеткой [2,3]. Напротив, для обоих образцов MnSb2O6 спиноваядинамика показывает трехмерный характер со степенной зависимостью спинкорреляционнойдлиныхарактернойдлятрехмерныхгейзенберговскихантиферромагнетиков.
Этот результат находится в разумном согласии сданнымитеоретическихрасчетов,которыеобнаружилисущественнотрехмерный характер обменных взаимодействий, несмотря на квазидвумернуюкристаллическую структуру. Основное квантовое состояние для обеих фазантиферромагнитное,MnSb2O6несоизмеримуюмагнитнуюпричемобеструктуруифазыупорядочиваютсяявляютсявпотенциальнымимультиферроиками.Проведенное в настоящей работе исследование термодинамических ирезонансных свойств структурно-родственных оксидов Na4FeSbO6 и Li4NiTeO6показало отсутствие дальнего магнитного порядка в этих соединениях.15Μ(T) - TNΜ(T) - T2Μ(T) - T2Μ(B) - HNCp(T) - TN10Cp(T) - TmB (T)Cp(T) - TonCp(T) - TminAF25PMAF10012345T (K)24Рис.
5. Магнитные фазовые диаграммы для квазидвумерных магнетиковLi4FeSbO6 (слева) и фазы P321 MnSb2O6 с треугольной решеткой.Установлено, что ключевую роль в магнетизме этих объектов играетфрустрация на треугольной решетке с антиферромагнитными обменами исобственный антиструктурный беспорядок.ЭПР спектроскопия квазидвумерных синтетических аналогов дугганитаPb3TeCo3(V,P,As)2O14обнаружилаквазиодномерныйхарактерспиновойдинамики в этих соединениях, несмотря на слоистую кристаллическуюструктуру с треугольной спиновой решеткой ионов кобальта (S = 3/2), котораяпозволяла ожидать квазидвумерного характера обменных взаимодействий. Этотрезультат находится в хорошем качественном согласии с предложеннойтеоретической спиновой моделью, которая свидетельствует, что их магнитнаяструктураимеетквазиодномерныйхарактерипредставляясобойслабосвязанные треугольные трубки.
Интересно упомянуть, что для такойсистемы 1D треугольных трубок недавние теоретические расчеты [4]предсказывают реализацию ряда неклассических состояний на магнитнойфазовой диаграмме, в частности, индуцированные магнитным полем фазы типаволны спиновой плотности и несоизмеримую планарную структуру.В пятой главе излагаются результаты исследований статических идинамических магнитных свойств квазидвумерных магнетиков со сложнойтопологией магнитной подсистемы.Основные термодинамические характеристики нового низкоразмерногомагнетика фосфита натрия-железа NaFe3(HPO3)2(H2PO3)6 представлены на рис.6. Температурные зависимости магнитной восприимчивости χ(T) и удельнойтеплоемкости Cp(T) свидетельствуют о формирование дальнего магнитногопорядка, причем характерный максимум (максимумом Хопкинса) на χacуказывает на переход в ферримагнитное состояние с TC ~ 9.5 K.
ТемператураВейссаотрицательнаяΘ=-35±1K,указываянадоминированиеантиферромагнитных корреляций в парамагнитной фазе и умеренную25фрустрацию. Изотермы намагниченности имеют весьма нетривиальный вид иобнаруживают плато на 1/3 от момента насыщения.B (T)15020151010 TC=9.4 K5500501001502000250T (K)20Bs~27T15100510 T (K)TC=9.4 K55058100 150 200 250 3001015TC =9.5 K6400T (K)640TBc~8T200T(K)10M (µB/f.u.)2(c)1225χ', χ'' (a.u.)2014(b)3025M (µB/f.u.)25χdc (emu/mol)30(a)4Cp/T (J/molK2)8χac (emu/mol)41/(χ−χ0) (mol/emu)030510153T9T6T20225300B(T)Рис. 6.
Температурная зависимость dc (a) и ac (b) магнитной восприимчивостиχ = M/B в поле B = 0.1 Тл и полевая зависимость намагниченности (c) притемпературе T = 2.4 K в импульсных полях T = 2 K в статических полях дляNaFe3(H2PO3)6(HPO3)2. На вставках: (a) полевая зависимость намагниченности встатических магнитных полях; (b) реальная χ’ и мнимая χ’’ части магнитнойвосприимчивости в низкотемпературной области, обнаруживающие аномалиюв окрестности перехода в магнитоупорядоченное состояние; (c) нормированнаяудельная теплоемкость при вариации магнитного поля.Исследование спектров ЭПР (рис. 7) и эффекта Мессбауэра обнаружилоприсутствие, по крайней мере, двух спектральных мод L1 и L2, связанных сдвумя сортами ионов Fe3+, которые присутствуют в двух неэквивалентныхкристаллографическихпозицияхвструктуреNaFe3(HPO3)2(H2PO3)6.Температурная эволюция интегральной интенсивности ЭПР χESR, ширинылинии ЭПР и сверхтонкого поля в спектрах Мессбауэра показывает различноеповедение для этих двух магнитных подрешеток, свидетельствующее онизкоразмерном характере магнитных взаимодействий для подсистемы Fe(2) и3D магнетизме для подсистемы Fe(1).
Этот результат хорошо согласуется сособенностями структуры, в которой ионы Fe(2) образуют альтернированныеспиновые цепочки, в то время как ионы Fe(1) соединяют эти цепочки в общую3D структуру.26Для понимания микроскопической природы магнитной структуры иeffective-g-factorобъяснения нетривиального поведения намагниченности экспериментальныеT = 80 K(a)ExperimentL1+L2T300 K260 K240 K230 K220 K210 K200 K190 K180 K170 K160 K150 K140 K130 K120 K110 K100 K90 K80 K70 K60 K50 K40 K30 K20 K16 K7K2503003501,9L1L2L31,85040∆B (mT)L2302010χESR (arb. units)dP/dB (arb. units)L1(b)2,040040,420,20050B (mT)1001502002500,0300T (K)Рис. 7.
(a) Эволюция ЭПР спектров NaFe3(HPO3)2(H2PO3)6 с температурой:красные сплошные линии результат аппроксимации линии суммой двухлоренцианов. На верхней панели - репрезентативный пример разложения ЭПРспектра на две различные резонансные моды, которые показаны цветнымипунктирными линиями, а их сумма показана красной сплошной линией. (b)Температурные зависимости эффективного g-фактора (верхняя панель),ширины линии ЭПР (средняя панель), и интегральной интенсивности ЭПР(нижняя панель) для разрешенных компонент ЭПР спектров.данныебыливзаимодействий.дополненыУстановлено,первопринципнымичтомагнитнаярасчетамиструктураобменныхформируетсяпосредством шести обменных интегралов.
Все обмены антиферромагнитны ивключают сверхобмен через несколько атомов кислорода, потому что октаэдры27Fe3+O6 связаны только с помощью немагнитных PO3H групп. Из сопоставленияабсолютных значений обменных интегралов не обнаруживается четкойРис. 8. Микроскопическая магнитная модель NaFe3(HPO3)2(H2PO3)6.
Леваяпанель: магнитные плоскости, образованные четырьмя сильными связями J2, J3,J4 и J6. Справа: укладка магнитных плоскостей в направлении (101), плоскостисвязаны более слабыми связями J1 и J5. Также показано ферримагнитноеосновное состояние, стабилизируемое связями J3 - J6. Выбрано произвольноенаправление магнитных моментов.димеризациивпределахподрешеткиFe(2)илиразделениямеждуподрешетками Fe(1) и Fe(2).
Вместо этого присутствуют четыре более сильныхобмена ~ 2.0 K и два более слабых обмена порядка ~0.5 К. Четыре сильныхмагнитныхобменаферримагнитныеформируютплоскости,вNaFe3(HPO3)2(H2PO3)6которыемогутбытьдвумерныерасценены,каквзаимодействующие алмазные цепочки (рис. 8). В свою очередь два слабыхобмена соединяют эти плоскости в трехмерную решетку, стабилизируяферромагнитный порядок и между плоскостями так, что результирующиемоменты каждого слоя также вносят вклад в формирование общеймакроскопической ферримагнитной конфигурации с намагниченностью Mr =1/3Msat в полном согласии с экспериментальными данными.Необычноеосновноесостояниеустановленоидляновогоквазидвумерного магнетика фосфата рубидия-меди Rb2Cu3(P2O7)2. Соединениеупорядочивается антиферромагнитно с TN = 9.2 K, однако в магнитном откликеприсутствует слабая ферромагнитной компонента.
Предлагается модель28магнитной структуры, которая представляет собой три взаимодействующиеантиферромагнитные спиновые цепочки ионов меди, две из которыхальтернированные типа J-J-J’ (с J равным 30 или 37 К и J’ = 5 К) и однаоднородная с обменом J’’ = 5 К.Вшестойтермодинамическихглавесвойствданоиописаниеспиновойрезультатовдинамикивисследованияквазидвумерныхмагнетиках со слабовзаимодействующими спиновыми цепочками и димерами.В структуре образца диацетата ванадила VO(CH3COO)2 присутствуютслои из бесконечных одномерных цепочек магнитных ионов ванадия впирамидальном кислородном окружении…V=O…V=O…, как показано на рис.9.
Основной обмен антиферромагнитный, Jnn, и осуществляется через C 2pπорбиталь ацетатного иона [CH3COO]- (правая часть рис. 9) [5]. Магнитнаявосприимчивость не дает указаний об установлении дальнего магнитногопорядка и обнаруживает типичный для 1D цепочек широкий максимум на χ(T)примерно при Т ~220 К, который сменяется значительным по величине кюривейссовским «хвостом» при низких температурах, связанным, по-видимому, сприсутствием парамагнитных примесей и/или коротких сегментов цепочки.Присутствие заметного вклада кюри-вейссовского типа в общем магнитномотклике существенно затрудняет анализ обменных интегралов и определениеосновного квантового состояния этого объекта. Поэтому для более корректного29Рис.
9. Одномерные цепочки атомов ванадия в структуре диацетата ванадилаVO(CH3COO)2. Ионы ванадия, углерода и кислорода показаны синим,коричневым (или справа бирюзовым) и красным цветом соответственно.выделения вклада одномерной цепочки и соответствующих оценок обменныхинтегралов в настоящей работе использован метод ЭПР спектроскопии вшироком интервале температур от гелиевой до 500 K.Установлено, что ЭПР спектры представляют собой суперпозицию двухкомпонент (рис. 10).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
