Диссертация (1103554), страница 5

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

Текст из файла (страница 5)

Всего авторы насчитывают четыре компонентыспектра, температурные зависимости найтовских сдвигов которых представленына рис. 1.10, левая верхняя панель. При этом все они при низких температураххорошоописываютсясоответствующейальтернированноймоделиK (T )  K dia  CT 1 / 2 exp(  / T ) ,зависимостьюквадратичногоцепочке(здесьKdiaзаконадисперсиидиамагнитныймагноновнезависимыйвоттемпературы вклад, Δ спиновая щель в К). По значению Δ компоненты могутбыть разбиты на две группы (ΔI = 35 К, ΔII = 52 К), имеющие равные суммарныеинтегральные интенсивности, что свидетельствует о равных заселенностяхпозиций атомов фосфора с разными щелями.

На рис. 1.10 справа вверхупредставлен наглядный графикK (T )  K dia масштабе,хорошеедемонстрирующийT vsT 1 в полулогарифмическомсоответствиемоделиисходнуютемпературную зависимость внутри каждой из компонент. Поскольку ванадиевыецепочки (V1, V2, V3, V4) и (V5, V6, V7, V8) кристаллографически слегкаразличаются, а позиции фосфора делятся пополам по преимущественномувлиянию одной из них на сверхтонкое поле на ядре, был сделан вывод оразличающихся спиновых щелях в каждой из ванадиевых цепочек.Результаты ЯМР 51V могли бы дать более точную информацию о магнитныхсвойствах, однако были ограничены резким падением отношения сигнал/шум сростом температуры и короткими временами спиновой релаксации. В частности,температурная зависимость найтовского сдвига, представленная на правойнижней панели рис.

1.10, также демонстрирует щелевую зависимость, хотя толькос одной компонентой Δ = 68 К.32Рис.1.10.Леваятемпературныеверхняязависимостисдвигов линий ЯМР31панель:найтовскихP в (VO)2P2O7. Праваяверхняя панель: те же зависимости на графикеK (T )  K dia T vsT 1вполулогарифмическоммасштабе и их аппроксимация в моделиквадратичного закона дисперсии магнонов вальтернированной цепочке. Линии ЯМР31Pразбиты на две группы по характерномузначению Δ (ΔI = 35 К, ΔII = 52 К), абсолютныезначениямасштабированынаотношенияконстант сверхтонкого взаимодействия. Праваянижняя панель: температурная зависимостьнайтовского сдвига линии ЯМР51V и ееаналогичная аппроксимация с Δ = 68 К [58].33Данныепоспин-решеточнойрелаксациинаходятсявсогласиисвышеприведенными оценками.

Авторы [58] сделали вывод о том, что реальныеспиновые щели имеют значения 68 К и 35 К, т.к. на атомы фосфора, находящиесявблизи цепочки с большей щелью все же действует поле и от узкощелевойцепочки, искажающее низкотемпературное поведение найтовского сдвига.Значения самих внутрицепочечных обменов были рассчитаны на основе значенияJ = (J1 + J2)/2 из [57] и формулы 1.17 и приведены в табл. 1.1, при этом позначениямэтихобменовиизвестнымрасстояниямV-Vцепочкипроассоциированы с конкретными позициями ванадия.Таблица 1.1. Спиновые щели и обменные взаимодействия в (VO)2P2O7.ЦепочкаЩель Δ (К)Обмен J1 (К)Обмен J2 (К)α = J2/J1(V1, V2, V3, V4)68136920.67(V5, V6, V7, V8)351241030.831.2.3. Однородная цепочка полуцелочисленных спинов с nn и nnnвзаимодействиямиВ ряде соединений с одномерной магнитной системой помимо обменамежду ближайшими магнитными ионами (nn – nearest-neighbor) большое значениетакже имеют более дальнодействующие взаимодействия.

Поскольку величинавзаимодействия при этом все равно быстро падает с расстоянием, а топологияцепочки с малыми расстояниями между соседями через двух и более дальнимидовольно экзотична, то в большинстве случаев достаточно ввести лишьвзаимодействие через одного (nnn – next-nearest-neighbor). Гамильтониан такойцепочки с гейзенберговским взаимодействием часто бывает удобно описыватьчерез параметр α = Jnnn/Jnn:34N     NH   J nn S i S i 1  J nnn S i S i  2   J nn S i S i 1  J nn S i S i 2i 1(1.20)i 1Схематически такая система отображена на левой панели рис. 1.11 в видедвух эквивалентных представлений: линейная и зигзагообразная цепочки.Зачастую одномерная модель со значительным взаимодействием через одногореализуется именно в зигзагообразных структурах.Рис.

1.11. Левая панель: схематическое представление спиновой цепочки свзаимодействием через одного в линейном и зигзагообразном виде. Праваяпанель: фазовая диаграмма такой цепочки в координатах Jnnn – Jnn.В зависимости от значений обменов Jnn и Jnnn реализуются самые различныеосновные состояния (см. рис.

1.11, правая панель). Вполне очевидно, что вобласти Jnn < 0 Jnnn < 0 будет наблюдаться стабильное ферромагнитное состояние,а при Jnn > 0 Jnnn < 0 устойчивое антиферромагнитное, в то время как для двухдругих квадрантов фазовой диаграммы картина представляется более сложной изза конкуренции взаимодействий.Уже ранние работы [59,60] показали для гейзенберговских цепочек S = ½,что в области Jnn < 0 Jnnn > 0 при α < – 1/4 гарантированно должен нарушатьсяферромагнитный порядок, а в области Jnn > 0 Jnnn > 0 при αMG = ½ система35полностью димеризована, и ее основное состояние вырождено только дважды(т.н.

точка Маджумдара-Гоша).Позднее было установлено, что переход от антиферромагнитного состоянияк димеризованному при Jnn > 0 происходит при αc = 0.241 [61, 62], при этом вэнергетическом спектре появляется щель (рис. 1.12, левая панель), достигающаямаксимума в единицах Jnn в окрестности αMG [63]. При α > 0.5 предполагаетсяналичие спиральных корреляций спинов, описываемых углом поворота θ.Зависимость последнего от α представлена на правой панели рис. 1.12.Δ/JnθααРис. 1.12. Зависимости энергетической щели Δ и угла поворота θ в геликоиднойфазе от α выше αс в области Jnn > 0, Jnnn > 0 [63].В ряде работ, в частности [64], подтверждено ферромагнитное основноесостояние для систем с Jnn < 0 и α > – 1/4.

При понижении α ≤ – 1/4 основноесостояние представляет несоразмерную с периодом решетки спиральнуюструктуру с углом поворота θ, определяемым [65]: cos   J nn / 4 J nnn  1 / 4 .Соответственно, температурная зависимость восприимчивости приобретаетпологий максимум, а теплоемкость становится двугорбой (см. рис. 1.13).Положение и величина максимума восприимчивости хорошо согласуется с36экспериментальными данными для реальных систем [66]. Предполагается также,что при понижении α ниже значения ≈ – 0.38 также происходит фазовый переходпри достижении соответствующего магнитного поля Hc(α), отображающийся вчастности в превращении несоразмерной геликоиды в соразмерную, при этомдолжен наблюдаться скачок намагниченности [67, 68, 69].Рис.

1.13. Температурные зависимости восприимчивости и теплоемкости вобласти Jnn < 0, Jnnn > 0 при различных α. Обозначения взяты из [65]: Jnn = J1, Jnnn= J 2.Хорошим примером соединений с конкурирующими взаимодействиями Jnnи Jnnn являются изоструктурные LiCu2O2 и NaCu2O2 с орторомбическойпримитивной ячейкой. В обоих соединениях атомы меди распределены поровнумежду немагнитной Cu+(Cu1) и магнитной Cu2+(Cu2) позициями.

Cu2 при этомобразуют зигзагообразные структуры, направленные вдоль оси b (рис. 1.14) [70].Рассмотрим, в частности, купрат лития. На левой панели рис. 1.14 представленакристаллическая структура соединения, на правой – схематическое представлениецепочек Cu2 и возможные пути обмена. Предполагается две возможные моделиформирования Jnn – Jnnn цепочек: (a) почти изолированные прямые цепочки свнутрицепочечными взаимодействиями J2 и J4, так что межцепочечные J1,┴ << J2,437и (b) зигзагообразные цепочки с J1 и J2 с пренебрежимо малыми J4 имежцепочечным J┴.Рис.

1.14. Левая панель: кристаллическая структура LiCu2O2 [70]. Правая панель:схема цепочек магнитных ионов Cu2+ в позициях Cu2 в плоскости ab. Отмеченывозможные магнитные взаимодействия и приведена эквивалентная схема длямодели зигзагообразных цепочек (см.

текст).Прямым доказательством наличия существенного взаимодействия черезодного является несоразмерная магнитная структура, наблюдаемая различнымиметодами.Вчастности,нейтронографиявыявляетрефлексывида{(2n + 1)/2, k + ζ, l}[71], относящиеся к магнитной структуре с периодомтрансляции вдоль оси b в единицах параметров решетки ζ = 0.1738(2) (рис. 1.15) ипараметром фрустрации |α| = 1/[4cos(πζ)] = 0.29.

При приближении к нижнему38магнитному переходу ≈ 22 К, наблюдаемому на температурной зависимоститеплоемкости, рефлекс практически исчезает, а ζ уменьшается до ≈ 0.172.Эксперименты по неупругому рассеянию [72] позволили оценить величиныобменныхвзаимодействий.Авторыпришликвыводуотом,чтоантиферромагнитным взаимодействием вдоль зигзагообразной цепочки J1 = 3.2мэВ нельзя пренебречь, J2 = – 5.95 мэВ ферромагнитно, J4 = 3.7 мэВантиферромагнитно, а межцепочечное J┴ = 0.9 относительно мало. Модель сдвумя независимыми линейными цепочками (J1 = 0) не дает удовлетворительногосогласия с нейтронографией.39Рис. 1.15.

Температурные зависимости интенсивности и положения рефлексанесоразмерной магнитной структуры в LiCu2O2 по данным нейтроннойдифракции [71]. На вставке – магнитный рефлекс при T = 2 K.Другим мощным инструментом для наблюдения и изучения несоразмерноймагнитной структуры в LiCu2O2 является ядерный магнитный резонанс (ЯМР). Несмотря на трудности с детектированием ЯМР-сигнала от магнитных ионов меди,достаточную информацию предоставляют ядра6,7Li, находящиеся в поле,созданном магнитной системой LiCu2O2. При этом весьма полезным свойствомэтих ядер оказывается очень малый квадрупольный момент 6Li (– 0.808 барн в40отличие от – 40.1 барн 7Li), что позволяет в некоторых случаях разделитьмагнитный и квадрупольный вклад в структуру ЯМР-спектра.На рис.

1.16 сверху представлена температурная эволюция ЯМР-спектра 7Liпри фиксированной частоте 33.2 МГц при ориентации внешнего поля в плоскостиab [73]. Выше температуры второго перехода (24 К) спектр представляет узкуюлинию (при ориентации поля вдоль оси c присутствует небольшое квадрупольноерасщепление νQ = 51.7 КГц), с понижением температуры он начинает уширяться ипри T = 23 K имеет уже вид секстета с исходной узкой линией посередине. При12.5 К спектр приобретает характерный низкотемпературный вид, при 4 Кисчезает центральная линия. При этом, как показывают измерения в поле вдольоси c при 4 К, форма спектра практически не меняется при измерении на 6Li(нижняя панель на рис.

1.16, для данной ориентации наблюдается квартет), чтоговорит о чисто магнитном характере его структуры. Подобная структура спектрахорошо описывается для каждой ориентации поля в отдельности равномернымциркулярным распределением небольших локальных полей (Hloc ~ 0.1 Тл) наядрах лития, что свидетельствует о геликоидальной несоразмерной магнитнойструктуре соединения. Типичный спектр для такой системы имеет дванесимметричных максимума на раcстоянии 2Hloc друг от друга с распределениеминтенсивности между ними и минимумом посередине.

На наблюдаемых спектрахнаблюдается несколько таких структур, что может быть связано с различныминаправлениями геликоиды.41Рис. 1.16. ЯМР-спектры 6,7Li в LiCu2O2, измеренные при различных температурах(верхняя панель) и в различных ориентациях внешнего поля (нижняя панель) нарезонансной частоте 33.2 МГц [73].ДальнейшиеЯМР-исследованияLiCu2O2[74,75,76]показалисовместимость распределения магнитных моментов Cu2 в одной плоскости ab сосложной структурой спектра лития во всех ориентациях внешнего поля.Измерения на различных резонансных частотах (т.е.

Характеристики

Список файлов диссертации