Диссертация (1097670), страница 6
Текст из файла (страница 6)
В зависимости от характера этого катиона,его содержания (AxMO2, с х ≤ 1), и синтетических процедур наблюдаются участкиразличной интеркаляции катионов А между слоями: октаэдрические, тригональнопризматические, четырехгранные, или линейные для делафосситов (O-A-O гантельнаяконфигурация).Большой интерес исследователей к этой группе материалов обусловлен целымрядом экзотических явлений, обнаруженных в делафосситах.
В частности, часто онипроявляют мультиферроичные свойства, сосуществование магнитного порядка иферроэлектричества, как, например, было обнаружено в оксидах ACrO2 (A = Cu, Ag) [3739], AgFeO2 [40,41], CuFeO2 [42,43], CuFe1-xMxO2 (M = Al, Ga) [44-46] и AgCrS2 [47,48].Магнитная структура в этих соединениях крайне чувствительна к влияниювнешнего магнитного поля (рис. 1.9). В делафоссите CuMnO2 [49,50] наблюдаласьаномальносильнаязависимостьмагнитныхсвойствотстепенидопирования.Замечательный феномен размерного кроссовера из 3D АФМ в 2D состояние типаспиновой жидкости с низкоэнергетическими магнитными возбуждениями обнаружен вделафоссите Cu1-xAgxCrO2 с увеличением x [51].Интересно отметить, что именно в делафосситах впервые был обнаружен переходтипа БКТ на треугольной решетке. Теория топологического БКТ переходаприменительно к треугольным 2D магнетикам была развита гораздо позднее, чем для 2D24Рис.1.9.
Температурная зависимость магнитной восприимчивости (a) и P-E гистерезис (b)(слева) [39] и схематическая иллюстрация эволюции магнитной структуры при вариациивнешнего поля для CuCrO2 (справа) [38].квадратных систем, чуть более двух десятилетий назад в работах Кавамуры и Мияшиты[52]. Расчеты методом Монте-Карло показали, что в треугольных антиферромагнетикахтопологические дефекты (пары вихрь-антивихрь) имеют особую природу, так называемыеZ2 – вихри. В отличие от вихрей в модели БКТ с произвольным квантовым числом, т.е.произвольным числом циркуляций спинов внутри вихря, Z2 – вихри характеризуютсятопологическим квантовым числом, которое может принимать только два значения. Такойтип вихрей можно понять в терминах спиновой киральности следующим образом: в 2Dгейзенберговском треугольном антиферромагнетике, фрустрация может быть почтиполностью снята в локальной 120 спиновой структуре.
Эти близкодействующиекорреляциирождаютдополнительнуюстепеньсвободы,характеризуемуютакназываемым вектором киральности, т.е. циркуляциями по часовой или против часовойстрелки. Подобно 2D квадратным магнетикам, при некой конечной температуре TKM 0аналогичной TKT, следует ожидать топологического перехода, связанного с образованиемпар Z2 – вихрей-антивихрей в треугольном антиферромагнетике. При этом температурнаязависимость корреляционной длины следует закону: T 0 expb, где T1 .TKM(1.3)Расчетные значения параметра составляют = 0.42 в модели Кавамуры и Мияшиты[52,53] и = 0.37 в более поздней модели Гальперина и др.
(КTHNY) [54], что несколькониже = 0.5 в классической XY БКТ модели, а связь температуры перехода с величинойобменного взаимодействия дается в треугольном антиферромагнетике соотношением:25TKM 0.2852J 2SkB(1.4)Экспериментальное подтверждение возможной реализации перехода БКТ втреугольных антиферромагнетиках было получено методом электронного парамагнитногорезонанса (ЭПР). В частности, спиновая динамика в согласии с существованием Z2вихрей наблюдалась для ACrO2 (A = Cu, Ag, Pd) (рис. 1.20) [55], а также для ACrO2 (A =H, Li, Na) [56].
Определенная из анализа температурных зависимостей ширины линиипоглощения ЭПР температура перехода БКТ Tm составила 11, 9, 33, 8.5, 59 и 24 K для Cu,Ag, Pd, H, Li и Na образцов, соответственно в хорошем согласии с соотношением (1.4) иэкспериментальными значениями температуры Нееля. Интересно отметить, что для 2Dтреугольного антиферромагнетика LiCrO2 аномальный пик при 0.9TN ~ 56 K наблюдался ив скорости релаксации мюонов (рис.1.21) [57] Авторы также связывали этот эффект спроявлением топологического перехода типа БКТ с образованием Z2 – вихрей.Рис.1.20. Температурные зависимости параметров ЭПР для ACrO2 (A = Cu, Ag, Pd) [55]Сплошные кривые результат аппроксимации в рамках теории Березинского-КостерлицаТаулеса для треугольных антиферромагнетиков.Рис.
1.21. Кристаллическая структура и скорость релаксации мюонов LiCrO2 [57]26Предсказанные в теории БКТ вихревые фазы часто называют скирмионами в честьанглийского физика Тони Скирме, который рассматривал вихревые структуры дляобъяснения свойств -мезонов. Скирмионы являются одним из возможных решений,описывающихравновесныемагнитныеконфигурациивмагнитныхиантиферромагнитных веществах [58]. Впервые, прямые доказательства формированиятаких вихревых фаз (особых фаз магнитного упорядочения) были зарегистрированы спомощью дифракции нейтронов в веществах MnSi и Fe12-xCoxSi при приложениивнешнего постоянного магнитного поля (рис.
1.22(а,б)). Зарождение скирмионов похоженаобразованиерешеткицилиндрическихмагнитныхдоменоввклассическоммикромагнетизме: в изначальной полосовой структуре (рис. 1а) зарождается область сгексагональной упаковкой (рис. 1.22(б)). Полосовая структура соответствует магнитнойгеликоидной спирали, а гексагональная – системе вихрей.Рис. 1.22. Микроснимки, полученные с помощью лоренцевской просвечивающейэлектронной микроскопии: полосовая геликоидальная спиновая структура, спонтаннообразующаясявFe0.5Co0.5Si(стрелкойпоказанадислокация)(а);появлениегексагональной решетки вихрей во внешнем поле 20 мТл (элементарная ячейка показанакрасным цветом) (б) [59] и эффективная “топологическая” сила, действующая наэлектрон, движущийся сквозь скирмион (с) [60].Недавнее открытие и других скирмионовых фаз [61,62] привлекло большоевнимание к установлению взаимосвязи между сложным магнетизмом в этих соединенияхи их кристаллической симметрией и, в частности, связи между структурной и магнитнойкиральностью.
В упомянутых выше двух архетипах: в MnSi и связанных с нимметаллических силицидах и германидах, магнитная структура наследует киральностьнецентросимметричной кристаллической структуры через антисимметричный обменДзялошинского-Мория, образуя либо простую спираль (геликоид), либо более сложныйкомплекс "3-q" скирмионовой фазы в приложенных магнитных полях. В отличие отлангасита железа (Ba3NbFe3Si2O14) [63,64] магнитная структура геликоидальная, но также27обладает и треугольной киральностью, индуцированной геометрической фрустрацией,присущей кристаллической структуре 2D магнетиков, базирующихся на треугольнойрешетке.Магнитоструктурная(Гейзенберговского)обмена,связь,ввключаетпервуюочередьструктурнуюиз-засимметричногокиральность,магнитнуюгеликальность и треугольную киральность, которые могут быть объединены в единыйфеноменологический инвариант.К редкому классу семейства скирмионных фаз недавно был отнесен антимонатмарганца MnSb2O6 [65].
ТригональныйMnSb2O6структурноподобенскремнефтористоводородным натрием. В кристаллической структуре MnSb2O6 вдоль оси сслои связанных по ребру искаженных октаэдров MnO6 и SbO6, образующиеизолированные треугольные марганцевые плакетки, чередуются с немагнитными слоямиоктаэдров SbO6, которые, в свою очередь формируют недостроенные сотообразныеплоскости (типа «пчелиных сот») из ионов сурьмы (левая часть рис.1.23). MnSb2O6 несет всебе сходство и интригующие различия с лангаситами, и, что самое поразительное, можетбытьмультиферроиком.Обаматериалакристаллизуютсяводнойитойжепространственной группе (P321), и имеют схожие мотивные структурные единицы и путиРис.
1.23. (слева) Кристаллическая структура MnSb2O6: октаэдры MnO6 и SbO6 показанысиним и желтым цветом, ионы кислорода - красные сферы [65]. (справа) Магнитнаяструктура MnSb2O6. Для ясности, показан только один треугольник марганца в плоскостиаb, серым цветомпоказан круг,описанныйвращением спина.a) циклоиды,распространяющиеся вдоль оси с.
b), c) два магнитных домена, MD1 и MD2,соответственно, порождающие осевое вращение в треугольном полносимметричномкопланарнарном режиме [65].28обменных взаимодействий. Однако, данные о магнитной структуре MnSb2O6, полученныес помощью нейтронной дифракции, очень отличается от магнитной структуры лангасита,и свидетельствуют о том, что в MnSb2O6 спиновая модель основывается на циклоидах, ане на геликоидах как в лангаситах (правая часть рис. 1.23).
Было показано, что обемагнитные структуры, связанные с глобальным поворотом спина, имеют аналогичныеформыГейзенберговскойобменнойэнергии,ностабилизируютсяразнымианизотропиями.Первопринципные расчеты в теории функционала плотности показали, чтоосновноеквантовоесостояниеопределяетсясемьюсуперсуперобменнымивзаимодействиями между ближайшими соседями, а спин-конфигурационная модель иволновой вектор находятся в хорошем согласии с экспериментальными данными порассеянию нейтронов. Кроме того, высказано предположение, что MnSb2O6 может бытьслабо полярным и мультиферроиком необычного вида, поскольку реверсированиеэлектрического поля должно приводить к переключению между одно- и двухдоменнойконфигурациями.. Марганец Mn2+ является единственным магнитным ионом в кристалле,находится в высокоспиновом состоянии со спином S = 5/2 и орбитальным моментом L =0.Октаэдры MnO6 изолированы, и магнитные взаимодействия происходят с помощьюсуперсуперобменных взаимодействий с участием двух анионов кислорода (Mn-O-O-Mn).Данные по намагниченности указывают на присутствие магнитных корреляций ближнегопорядка при температурах ниже ~ 200 K, а дальний антиферромагнитный порядокустанавливается в системе при TN = 12.5 K [66].
Исследования нейтронной дифракциипоказали, что в магнитоупорядоченной области магнитные моменты марганца формируют3D гейзенберговскую несоразмерную спиновую структуру с волновым вектором q =(0.015, 0.015, 0.183), ортогональным оси а, которая приближенно соответствуетциклоидальной магнитной структуре.Марганцевые моменты вращаются в одной плоскости, содержащей kexpциклоидальную магнитную структуру, показанную на правой части рис. 1.23. Трициклоиды в элементарной ячейке имеют одинаковую полярность, определяемую какPm=k×(S×S′), где S и S' являются ближайшими спинами вдоль оси с.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
