Диссертация (1097670), страница 53

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 53)

Оказалось, что анализ врамкахдимерныхгейзенберговском,моделейтакиприводитвнеудовлетворительномуизинговскомприближении.результатуРазумноекаквсогласиесэкспериментальными данными аналогично данным по анализу статической магнитнойвосприимчивости получено в рамках модели альтернированной антиферромагнитнойГейзенберговской цепочки со спином S = 1/2 и модели с учетом взаимодействия ДМ.Причем, как видно из рис.

6.6(b), первая модель оказывается более предпочтительной.Несмотря на несколько худшее описание в рамках модели с учетом взаимодействия ДМ,значение обменного интеграла, полученные двумя различными способами совпадают сочень хорошей точностью и составляют J = -1673 К и J =-1683 K соответственно.Оценки в соответствии с критериями Боннер-Фишера для обеих использованных моделейпри Тmax = 216 К для АФМ Гейзенберговской цепочки со спином S = 1/2: max JkT 0.0716 и B max  1.29 , и для той же модели с учетом взаимодействия ДМ2 2N A g BJ max JkT 0.072 и B max  1.285 ,2 2N A g BJчто находится в хорошем согласии с критериями Боннер-Фишера 0.07346 и 1.282.Полученное из аппроксимации в рамках первой модели значение для параметраальтернирования  = J1/J2 оказывается с очень близким к единице, что свидетельствует впользу того, что исследуемая одномерная цепочка действительно является однородной.Кроме того, в рамках этой модели достигнуто прекрасное согласие между значениями g-277Таблица 6.2.

Параметры обмена, полученные в рамках разных моделей из данных ЭПР.Модель магнитной структуры1D бесконечная Гейзенберговская 0.980.02J/kBg-1673 K1.962-22611 K1.962 (fixed)-1435 K0.730.02со --2385 K1.230.051D бесконечная Гейзенберговская --1683 K1.962 (fixed)антиферромагнитная цепочка соспином S=1/2бесконечная1DИзинговая -антиферромагнитная цепочка соспином S=1/2Димерная модель Гейзенберга со спином S=1/2ДимернаямодельИзингаспином S=1/2антиферромагнитная цепочка соспиномS=1/2сучетомвзаимодействия ДМфактора, как впрямую полученного нами из исследования спектров поглощения ЭПР, таки теоретически определенного как свободного параметра модели.

В тоже время, однако,следует обратить внимание на то, что падение интегральной интенсивности ЭПР припонижении температуры больше, чем можно было бы ожидать для простой однороднойантиферромагнитной гейзенберговской цепочки со спином S = 1/2. Для проясненияпоследнего обстоятельства мы попробовали также промоделировать поведение ширинылинии поглощения. Интересно отметить, что наблюдаемое нами поведение ΔB1(T)подобно полученному ранее для одномерных антиферромагнетиков BaCu2Ge2O7, KCuF3[314]. В работе [314] для описания температурных зависимостей ширины линии ЭПРиспользованамодельОшикавы-Аффлека(OA)дляГейзенберговскихантиферромагнитных цепочек со спином ½ с взаимодействием ДМ [266-269], котораясчитается справедливой в интервале температур до ½Tmax.На верхней панели рис.

6.6(a) приведен результат аппроксимации температурнойзависимости ширины линии ЭПР в интервале температур 6 – 200 K в рамках модели ОА всоответствии с:H (T )  AT  B (T  TN ) n,(6.4)278где А и В – коэффициенты, TN – температура Нееля, и n – степенной параметр. Линейныйчлен в этом выражении был предсказан в рамках теории ОА [266-269]. Согласно этойтеории, ширина линии сигнала ЭПР для Гейзенберговских антиферромагнитных цепочексо спином ½ должна быть прямо пропорциональна температуре при T<<J.

Второеслагаемое становится значимым при низких температурах и интерпретируется каквозникновении трехмерных антиферромагнитных флуктуаций при приближении ктемпературе Нееля [314].Как хорошо видно из рис. 6.6(a), при понижении температуры ниже Tmax/2полуширина, в самом деле, следует линейной зависимости ΔB ~ T в широком интервалетемператур, а при низких температурах становится значимым вклад другой составляющейΔB, которую условно можно назвать ΔB3D. Полученные из аппроксимации значенияпараметров модели составили TN=0.23 K и n  -1.17, причем последнее удовлетворительносогласуется с величиной n = -1.1, полученной для одномерного антиферромагнетикаBaCu2Ge2O7 [314].В заключение, в настоящей работе с целью оценки обменных параметровисследованы статические и динамические магнитные свойства одномерного магнетикадиацетата ванадила. ЭПР спектроскопия была успешно использована для корректноговыделения и анализа вклада низкоразмерной подсистемы.

Наилучшее согласие сэкспериментальными данными достигается для модели однородной антиферромагнитнойГейзенберговской цепочки со S = 1/2. Параметр обменного взаимодействия в цепочкеопределен по данным ЭПР как J/kB = -167 К. Несмотря на существенный масштабобменных взаимодействий, ни дальний магнитный порядок, ни спин-пайерлсовскийпереход в исследованной системе не происходят вплоть до температуры 2 К. Согласнооценке из TN  J  J  , параметр межцепочечного обменного взаимодействия J' вдиацетате ванадила составляет J' < 0.02 К, таким образом, соотношение параметровобменного взаимодействия между цепочками (J' < 0.02 К) и в пределах цепочки (J/kB = 167 К) достигает рекордно малого значения k = J'/J ~ 10-4.Результатыэтогопраграфадоркладывалисьиопубликованывтрудахмеждународной конференции XV International Youth Scientific School “Actual problems ofmagnetic resonance and its application”, Kazan: Kazan Federal University (2012).2796.2.

Дальний порядок и особенности спиновой динамики на квадратной решеткеMnCrO4Особенности кристаллической структуры. Новая фаза MnCrO4 получена путемвыпариванияизводногораствора(NH4)2Cr2O7+2Mn(NO3)2споследующимпрокаливанием при T  400 °С на кафедре общей и неорганической химии Химическогофакультета Южного Федерального университета и предоставлена для измерений к.х.н.доцентом Химического факультета ЮФУ Налбандяном В. Б. Изоструктурные соединенияM2+CrO4 (M = Mg, Cd, Ni, Co, Cu) с магнитными катионами хорошо известны какквазиодномерные магнетики [174, 315-317], при этом медный хромат CuCrO4 был заявленкаквозможныймультиферроик.Кристаллическаяструктураорторомбическая,пространственная группа Cmcm. В отличие от получаемой под высоким давлениемстабильной фазы MnCrO4, имеющей структуру рутила, зарядовый состав Mn5+Cr3+O4 и всекатионы марганца и хрома в октаэдрической координации, в новой метастабильной фазеMnCrO4 хром оказывается в тетраэдрическом кислородном окружении, обеспечиваязарядовый баланс Mn2+Cr6+O4, таким образом, магнетизм определяется только ионамимарганца, которые формируют в структуре вдоль оси [001] бесконечные изолированные1D цепочки связанных по ребру октаэдров MnO6 (рис.

6.7). Вдоль двух другихнаправлений цепочки соединены немагнитными тетраэдрами Cr6+O4, так что структурныеусловия позволяют ожидать слабого взаимодействия между S =5/2 спиновыми цепочками.Рис. 6.7. Полиэдрический вид кристаллической структуры MnCrO 4 – Cmcm. Розовыеоктаэдры и синие тетраэдры содержат катионы Mn и Cr, соответственно. Анионыкислорода показаны красными сферами.280Термодинамика.Температурныезависимостистатическоймагнитнойвосприимчивости  = M/B в поле B = 0.1 Тл (рис. 6.8) обнаруживают нетривиальноеповедение при низких температурах.

Наиболее яркая особенность – появление широкогомаксимума при Tmax  42 K, который, по-видимому, указывает либо на низкоразмерныйкорреляционный максимум, либо на фазовый переход в упорядоченное состояние. Нижеэтой температуры  быстро спадает как при записи в режиме охлаждения без поля (ZFC),так и при охлаждении в магнитном поле (FC). Тщательный анализ зависимости (T) всравнении с ее первой производной d/dT(T) обнаруживает, кроме того, наличиедополнительной слабовыраженной аномалии при T2 ~ 9 K (см вставку на рис.

6.8). Вобласти самых низких температур (T < T2) в режиме FC магнитная восприимчивость вновьвозрастает, что может быть связано с присутствием небольшого количества примеси висследуемом образце (например, как будет показано ниже на основании данных по ЭПРспектроскопии, с присутствием марганца в смешанновалентном состоянии). Ниже Tmaxнаблюдается также сильное расхождение между ZFC и FC зависимостями (T),указывающее на возможное спин-стекольное поведение при низких температурах. Вотличие от недавно исследованного изоструктурного аналога CuCrO4 [174] температурнаязависимость магнитной восприимчивости (T) исследуемого образца MnCrO4 неподчиняется закону Кюри-Вейсса вплоть до самых высоких достигнутых в экспериментетемператур (T  350 K).Изотермы намагниченности M(B), измеренные при низких температурах (рис.

6.9),не показывают насыщения и гистерезиса в исследованном диапазоне магнитных полей до9 Тл. Максимальный магнитный момент остается существенно ниже ожидаемого для ионаMn2+ (S = 5/2) момента насыщения MS  5 B/Mn. В то же время, обнаруживаетсяизменение кривизны полевых зависимостей M(B), которое отчетливо проявляется в видешироких, но ярких максимумов на производных по полю dM/dB(B).

Характеристики

Список файлов диссертации