Диссертация (1097685), страница 13
Текст из файла (страница 13)
При теоретическом описании магнитоэлектрического эффектаавторы [59] исходили из предположения, что этот эффект определяется магнитострикцией ипьезоэлектричеством: при приложении внешнего магнитного поля (или возникновениимагнитного упорядочения) возникает деформация решетки кристалла. В свою очередь, привозникновениидеформациивпьезоэлектрическомкристаллевозникаетполяризация.Следовательно, при приложении внешнего магнитного поля в парамагнитной фазе в кристаллевозникает электрическая поляризация. Проведена оценка величины индуцированной внешниммагнитным полем поляризации с использованием вычисленных значений пьезоэлектрическихмодулей и взятых из литературы данных экспериментальных величин магнитострикции.Отметим, что, аргументируя отсутствие в литературе данных измерений магнитострикцииHoFe3(BO3)4, авторы воспользовались в расчетах результатами измерения магнитострикциидругого ферробората GdFe3(BO3)4.
Хотя годом ранее, в том же журнале, в работе [86] данныедлямагнитострикцииHoFe3(BO3)4былиужеопубликованы.Полученныевеличиныполяризации для алюмобората и ферробората гольмия оказались примерно на порядок меньшеэкспериментальных значений, однако из их соотношения следует, что в соответствии сэкспериментом величина поляризации в HoAl3(BO3)4 в тридцать раз больше, чем в HoFe3(BO3)4.В работе [202] были комплексно исследованы магнитоструктурные свойства алюмоборатаHoAl3(BO3)4. Авторы получили ряд интересных результатов, например в области реализациигигантского магнитоэлектрического эффекта обнаружено аномальное изменение структурымонокристалла. Сделан вывод, что эти явления связаны между собой.
Полученныеэкспериментальные результаты дополнены расчетами электронной структуры в рамках теории56функционала плотности в программе WIEN2k. Отмечена необходимость дальнейшего болеедетального исследования связи структурных и гигантских магнитоэлектрических свойств.Стоит заметить, что значительное количество предоставленных в данной работе магнитныххарактеристик и температурных зависимостей теплоемкости и намагниченности повторяютрезультаты, представленные ранее в работах [189, 182], с участием автора диссертации, иобсуждаемые в §7.1 и §7.2.Магнитное упорядочение в алюмоборатах не обнаружено, возможно, из-за того, чтоисследования магнитных и других физических свойств проводились при температурах выше2 К.
В РЗ соединениях магнитное упорядочение обычно возникает при достаточно низкихтемпературах(около1К)[203].Темнеменеенедавно[204]былисследованнизкотемпературный при Т = 0.68 К фазовый переход, проявляющийся в виде яркой аномалиина температурной зависимости теплоемкости TbAl3(BO3)4. Авторы полагают, что даннаяаномалиясвязанасупорядочениятербиевойподсистемы.Температурамагнитногоупорядочения, начальное расщепление ( 0.9 см-1) и эффективный g-фактор основногоквазидублета иона Tb3+ (g 16.1) были определены по результатам исследований теплоемкостии электронного парамагнитного резонанса в монокристалле TbAl3(BO3)4. Вычислены параметрымагнитного взаимодействия.
Сделан вывод, что теория молекулярного поля достаточно хорошоописывает низкотемпературное поведение теплоемкости TbAl3(BO3)4.1.3.4. Редкоземельные бораты замещенных составов с одной магнитной подсистемойБольшойинтересзамещенных составовпредставляетисследованиеновыхалюмоборатов,например,обеспечивающих еще большее разнообразиеR1(1) x R (2)x Al 3 (BO3 ) 4 ,обнаруживаемых эффектов и, возможно, их усиление. Например, в [142] обнаружено, чтомаксимальная величина поляризации в замещенном ферроборате Ho0.5Nd0.5Fe3(BO3)4 больше,чем в чистом HoFe3(BO3)4. Однако в работе [198] было установлено, что ожидаемого усиленияэффекта в замещенном алюмоборате Ho1-хNdхAl3(BO3)4 не произошло. В Ho1-хNdхAl3(BO3)4реализуется гигантский, но только третий по величине магнитоэлектрический эффект(2630 мкКл/м2).
Сравнение со свойствами чистого HoAl3(BO3)4 позволило проанализироватьпричины обнаруженного уменьшения поляризации в Ho1-хNdхAl3(BO3)4 (см. §7.3).В [205] раствор-расплавным методом на основе тримолибдата висмута были выращенымонокристаллы Tb1−xHoxAl3(BO3)4 с x = 0, 0.1, 0.5, 0.9, 1. Исследованы их магнитные свойства вшироком диапазоне температур и магнитных полей. В рамках приближения закона Кюри–Вейса найдены значения эффективных магнитных моментов μeff|| и μeff⊥ ионов Tb3+ и Ho3+ вTb1−xHoxAl3(BO3)4. Для составов с x = 0.1, 0.5 и 0.9 обнаружено отличие в температурнойзависимостиэкспериментальноопределеннойвосприимчивостиирассчитаннойиз57предположения, что вклады в магнитную восприимчивость ионов Tb3+ и Ho3+ пропорциональныдолям от восприимчивости TbAl3(BO3)4 и HoAl3(BO3)4 соответственно.
Авторами сделанопредположение, что такое поведение можно объяснить изменением одноионной анизотропии вTb1−xHoxAl3(BO3)4.Авторами [206, 207] впервые проведены измерения магнитоэлектрического MEE-эффекта(возникновение или изменение намагниченности M в электрическом поле E) и диэлектрическойпроницаемости ε(H,T) для кристалла HoAl3(BO3)4. Измерения показали, что MEE-эффектΔM(E,H,T) является линейной функцией относительно электрического поля, однако тангенсугла наклона функции ΔM(E) сильно зависит от величины магнитного поля. Графикпоперечного MEE-эффекта в координатах E и H приведен на рисунке 1.25, где черным цветомобозначеныэкспериментальныеточки,асерым–точки,полученныелинейнойаппроксимацией.Рисунок 1.25.
Зависимость амплитуды колебаний магнитного момента от электрического имагнитного полей для поперечного эффекта ΔMyx(Ex, Hy) при T = 4.2 K.Установлена анизотропия диэлектрических свойств в HoAl3(BO3)4. Было выяснено, чтоMEE-эффект значительно отличается от обратного ему MEH-эффекта (возникновение илиизменение электрической поляризации в магнитном поле).
Так, MEE-эффект в HoAl3(BO3)458проявляется лишь при наличии одновременно внешних электрического и магнитного полей, вто время как для возникновения MEH-эффекта достаточно приложение лишь внешнегомагнитного поля. Предложена качественная микроскопическая модель, которая опирается навзаимодействиеэлектронной4f-подоболочкиионаHo3+сближайшимкислороднымокружением.
Механизм предполагает сильную спин-орбитальную связь, приводящую кизменению распределения электронной плотности 4f-подоболочки РЗ иона по меренамагничивания, что приводит к возникновению дополнительных электростатических сил,ответственных за магнитострикцию, MEH- и MEE-эффекты и магнитодиэлектрический эффект.В следующей работе [208] аналогичное исследование было проведено и для ферроборатаSmFe3(BO3)4.Впервыеэкспериментальнозафиксированоизменениенамагниченностимонокристалла SmFe3(BO3)4, вызванное приложением переменного электрического поля.Измерения показали, что намагниченность осциллирует не только с частотой прикладываемогоэлектрическогополя,ноисудвоеннойчастотой.Измеренызависимостимагнитоэлектрического эффекта от магнитного и электрического полей и температурыиспользованный метод.
Полученные для HoAl3(BO3)4 и SmFe3(BO3)4 результаты детальнорассмотрены А. Л. Фрейдманом в диссертации (см., например, автореферат [209]). Такжеавторами недавно были представлены первые результаты исследования MEE-эффекта и вгаллоборате HoGa3(BO3)4 [210].В завершении обзора литературы следует отметить отсутствие в литературе данных оспектроскопических исследованиях штарковской структуры уровней основных мультиплетовионов R (1) и R (2) для замещенных боратов R1(1)x R (x2) M3 (BO3 )4 с двумя и с одной магнитнымиподсистемами, которые позволили бы определить параметры КП для ионов R (1) и R (2) . Такженет информации и о степени корреляции параметров КП для РЗ ионов R (1) и R (2) в чистых( R (1) M3 (BO3 )4 и R ( 2) M3 (BO3 )4 ) и замещенных ( R1(1)x R (x2) M3 (BO3 )4 ) составах.59ГЛАВА 2.ТЕОРЕТИЧЕСКИЙ ПОДХОДВ данной работе сделана попытка описать магнитные и магнитоупругие свойстваРЗ боратов RM3(BO3)4 с использованием приближения молекулярного поля.
Известно, что этотподход вполне успешен при описании разных термодинамических свойств трехмерныхмагнитных материалов.ДлярасчетамагнитныхимагнитоупругиххарактеристикиэффектаЗееманаиспользовался гамильтониан Η , включающий гамильтониан кристаллического поля Η CF ,зеемановского взаимодействияΗ Z,гамильтониан обменного взаимодействияΗMимагнитоупругий гамильтониан Η ME , записанный в мультипольном приближении:Η = Η CF Η Z Η M Η ME .(2.1)Приведенные далее выражения рассмотрены в общем случае для возможного присутствиядвух разных РЗ подсистем в замещенных боратах R1(1)x R (x2) M3 (BO3 )4 .
В случае наличия толькоодной РЗ подсистемы расчет термодинамических свойств чистых боратов проводился поприведенным выражениям со значением параметра х = 0.§2.1. Гамильтониан для расчета магнитных характеристик2.1.1. Редкоземельные бораты с двумя магнитными подсистемамиМагнитные свойства РЗ ферроборатов RFe3(BO3)4 определяются обеими магнитнымиподсистемами,взаимодействующимимеждусобой.Всоответствиисрезультатамиинтерпретации магнитной структуры ферробората GdFe3(BO3)4 для низкотемпературной фазы(Т < 10 K) [70] и позднее при исследовании других ферроборатов [54, 33] ферромагнитноупорядоченные в с плоскости магнитные моменты железа связаны антиферромагнитнымобменом вдоль цепочек (см. рисунки 1.5 и 1.15 в главе 1).
В результате магнитные моментыжелеза из разных плоскостей принадлежат двум разным подрешеткам. Также в виде двухподрешеток может быть представлена и РЗ подсистема, подмагниченная за счет f–dвзаимодействия. РЗ ион не взаимодействует с ионами железа из той же с плоскости, аантиферромагнитновзаимодействуетсионамижелезаизсоседнихплоскостей.Взаимодействием внутри РЗ подсистемы можно пренебречь, поскольку как следует из обзоралитературы ни один из РЗ боратов как с двумя, так и с одной магнитной подсистемой врассматриваемом диапазоне температур не имеет собственного упорядочения в РЗ подсистеме.В приближении молекулярного поля полный гамильтониан, который включаетгамильтонианы РЗ и железной подсистем и гамильтониан R-Fe взаимодействия, может быть60представлен в виде суммы одночастичных гамильтонианов, описывающих взаимодействиекаждого иона с соответствующим эффективным полем.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
