Диссертация (1097670), страница 4
Текст из файла (страница 4)
Modern Development of Magnetic Resonance (MDMR), Kazan, Russia, 2013,2014, 2015; XII Международная конференция «Мёссбауэровская спектроскопия и ееприменения» (ICMSA-12), Суздаль, Россия, 2012; 2nd Russia-Taiwan Joint SymposiumMagnetism, Superconductivity and Electronic Structure in Low-Dimensional Systems, (MSELD2013), Moscow, Russia, 2012; V Euro-Asian Symposium "Trends in MAGnetism":Nanomagnetism (EASTMAG-2013), Vladivostok, Russia, 2013; Intern.
Conf. on NanoscaleMagnetism (ICNM-2013), Istanbul, Turkey, 2013; Joint European Symposia on Magnetism(JEMS 2013), Rhodes, Greece, 2013; Annual Intern. Symposium on Materials Science &Technology 2013 (MS&T’13), Montreal, Quebec, Canada, 2013; Kolkata Moscow Symposium,Kolkata, India, 2013; IV International Conference for young scientists, Kharkov, Ukraine,Украина, 2013; 3rd, 4th Intern. Conf. on Superconductivity and Magnetism – ICSM, Istanbul,Turkey, 2012; Antalya, Turkey, 2014; XXXVI, XXXVII Совещания по физике низкихтемператур (НТ-36), Санкт-Петербург, 2012, Казань, 2015; XV, XVI, XVIII InternationalYouth Scientific School “Actual problems of magnetic resonance and its application”, Kazan:Kazan Federal University, 2012, 2013, 2015; Всероссийская школа-конференция студентов,аспирантов и молодых ученых «Материалы и технологии XXI века».
Казань, Казанский(Приволжский) федеральный университет, 2014; Совещание и Молодежная конференцияпо использованию рассеяния нейтронов и синхротронного излучения в конденсированныхсредах, Санкт-Петербург. Гатчина: ПИЯФ, 2014; Intern. Conf. Applied Mineralogy andAdvanced Materials, Castellaneta Marina, Италия, 2015; на секции по магнетизму секции помагнетизму Российской Академии Наук в Институте Физических Проблем имени П.Л.Капицы РАН (2014, 2015).15ГЛАВА I. КВАЗИДВУМЕРНЫЕ МАГНЕТИКИДвумерные (2D) и квазидвумерные системы представляют собой самый широкийкласс среди низкоразмерных магнетиков с огромным разнообразием топологий магнитнойподсистемы.
Синтезированные и к настоящему моменту слоистые (2D) металлооксидныесоединения весьма многочисленны и являются чрезвычайно популярными объектами какэкспериментальных,такитеоретическихисследований.Этообусловленокакфундаментальными аспектами проверки реализации различных квантово-механическихмоделей, так практически-значимыми задачами использования слоистых металлооксидовв разнообразных прикладных областях, включая спинтронику, энергосбережение,компьютерные и телекоммуникационные технологии [1-3].Для описания энергии магнитных систем с учетом обменного магнитноговзаимодействия в квантовой механике используется гамильтониан, предложенныйГейзенбергом [4], который в простейшем случае для двух взаимодействующихлокализованных магнитных момента записывается как:Hˆ J ij Sˆi Sˆ j(1.1)i, jЗдесь Ŝi и Ŝ j операторы полного спина для центров i и j, а ⟨i, j⟩ обозначает суммирование,в котором каждая пара спинов учитывается один раз.
Величина Jij есть обменныйинтеграл,определяющийэнергиювзаимодействияспинов.Обменныйинтегралопределяется перекрытием экспоненциально спадающих с расстоянием волновыхфункций электронов, т.е. его величина резко уменьшается с увеличением дистанциимежду i-м и j-м спинами.
В низкоразмерных магнитных системах, где обменноевзаимодействие по одному или нескольким направлениям отсутствует или бесконечномало, в первом приближении, достаточен учет взаимодействия лишь между ближайшимисоседями с одинаковым по величине обменным параметром для каждой пары спинов,тогда гамильтониан упрощается:Hˆ JSˆ1Sˆ2Общимутверждениемоб(1.2)установлениидальнегомагнитногопорядкевнизкоразмерных системах является теорема Мермина–Вагнера, согласно которой прилюбой конечной температуре дальний порядок с ненулевой намагниченностьюподрешеток в одно- и двумерной изотропной гейзенберговской спиновой системе сконечным радиусом взаимодействия невозможен [5].
Любые малые межцепочечные (водномерном (1D) случае) или межслоевые (в 2D случае) обменные взаимодействия, либо16анизотропия спинового пространства являются нарушениями условий теоремы Мермина–Вагнера и поэтому могут приводить к трехмерному (3D) упорядочению, т.е. установлениюдальнего магнитного порядка при какой-либо конечной температуре T > 0. Под дальнимпорядком традиционного типа понимается порядок с ненулевым средним значениемпроекции спина магнитного иона ⟨Szi⟩ = 0. Подавляющее большинство исследованных кнастоящему моменту реальных низкоразмерных (или квазинизкоразмерных) системобнаруживают дальний магнитный порядок при низких температурах, даже когдамежцепочечные или межслоевые обменные взаимодействия пренебрежимо малы посравнению с основными.
Неупорядоченное при T = 0, но сильно коррелированноеосновное состояние называется спин–жидкостным. В настоящий момент существуетпрактически единственный подтвержденный пример квантовой спиновой жидкости –минерал гербертсмитит [6].1.1. Квазидвумерные магнетики с квадратной магнитной решеткойИнтерес к исследованию 2D магнетиков с квадратной решеткой, прежде всего, былобусловлен открытием высокотемпературных купратных сверхпроводников La2−xBaxCuO4[7]. Вопрос основного квантового состояния 2D магнетиков с квадратной решеткойявляется одним из самыхсложных, т.к. в реальныхвеществахконкуренциявнутрислоевых обменных взаимодействий, пренебрежимо малые межслоевые обменныевзаимодействия и, безусловно, анизотропия могут кардинальным образом влиять нафундаментальные механизмы упорядочения.
Это не позволяет в настоящий моментпостроить единую модель, которая могла бы однозначно предсказывать тип основногосостояния. Долгое время считалось, что в идеальном 2D магнетике с квадратной решеткойустановление дальнего антиферромагнитного порядка возможно только при Т = 0 К [5].Позже, в работе Невеса и Переса [8,9] было показано, что дальний порядок можетсуществовать в основном состоянии изотропного гейзенберговского антиферромагнетикана квадратной решетке при любом S 1. Причем численные расчеты обнаруживаютредукцию упорядоченной компоненты спина ⟨Szi⟩ около 40% [10], и этот результатнаходится в согласии с расчетами по теории спиновых волн, включающими в себяпоправки по 1/S [11]. Строгого доказательства для существования или отсутствиядальнегопорядкавосновномсостоянииизотропногогейзенберговскогоантиферромагнетика на квадратной решетке нет, однако, до сих пор, несмотря на большоеколичество теоретических работ [9].
Экспериментально обнаружено, что спиновыйпорядок в 2D магнетиках оказывается чрезвычайно чувствительным к влиянию внешнегомагнитного поля. В этой связи, интересно упомянуть совсем недавние теоретические17расчеты возможных фаз, в том числе, индуцированных магнитным полем, в 2Dгейзенберговских магнетиках на квадратной решетке [12]. В рассматриваемой моделиучитывались взаимодействия между соседями до третьих включительно J1, J2 и J3 (рис.1.1),причемпредполагалось,чтообменмеждуближайшимисоседямиJ1ферромагнитного типа, а взаимодействия между вторыми J2 и третьими J3 соседямиантиферромагнитные.
Расчеты параметра порядка, выполненные методом Монте-Карло,позволили построить богатую фазовую диаграмму, показанную на рис. 1.2.Топологический переход БКТ в 2D магнетиках с квадратной решеткой. В 70-хгодах прошлого века для чисто 2D планарных антиферромагнетиков Костерлицем иТаулесом и независимо от них Березинским теоретически предсказано существованиефазового перехода (переход БКТ), связанного с образованием, так называемых,магнитных вихрей на фрустрированной квадратной решетке (XY модель) [13-16].Формирование этих топологических дефектов (пар вихрь-антивихрь) происходит принекой конечной температуре TKT 0 и из-за малого радиуса действия спиновыхкорреляций приводит к дополнительной степени свободы, характеризуемой такназываемым вектором киральности.В реальных 2D магнетиках, однако, часто дальний 3D порядок устанавливается приконечной температуре TN, которая бывает довольно высока, что не может быть объясненотолько слабым межслоевым взаимодействием, поэтому для объяснения фундаментальныхмеханизмов упорядочения в 2D магнетиках учитывается также существенное влияниеанизотропии на внутрислоевые обмены [17].
В этом контексте, очевидно, что переходБКТ, не может быть ограничен только 2D магнетиками с квадратной решеткой.Рис. 1.1. 2D квадратная решетка спинов с учетом взаимодействия между соседями дотретьих включительно J1, J2 и J3 (слева) и классическая диаграмма основных квантовыхсостояний в зависимости от соотношения J1, J2 и J3 (справа) [12].18Рис. 1.2. Фазовая диаграмма основных квантовых состояний фрустрированногогейзенберговского 2D магнетика во внешнем магнитном поле: слева – фазы, рассчитанныеклассическим методом Монте-Карло аналогичные 2D магнетику с треугольной решеткой:копланарный 120 спиновый порядок, фаза с плато 1/3 намагниченности насыщения соспиновым порядком типа «up-up-down» («вверх-вверх-вниз») и скошенный (кантованный)порядок; справа – квантовые фазы, полученные из расчетов с учетом вращения решетки,спиновой жесткости и спин-структурного фактора [12].В самом деле, используя XYZ модель, Кукколи и др.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
