Г.С. Кринчик - Физика магнитных явлений (1127398), страница 41
Текст из файла (страница 41)
Антиферромагнетиками называют кристаллы, обладающие спонтанным упорядочением магнитных моментов, но имеющие нулевой макроскопический магнитный момент. Магнитную структуру антиферромагнетика в наиболее простых случаях можно представлять себе как суперпозицию двух или более вставленных друг в друга подрешеток, в каждой из которых магнитные моменты ионов направлены параллельно.
В двухподрешеточных аитиферромагнетиках магнитные моменты подрешеток направлены антипараллельно. К классу антиферромагнетиков иногда относят вещества с магнитной структурой, в которых макроскопический магнитный момент отличен от нуля, но его существование обусловливается взаимодействиями, относительно слабыми по сравнению с основным обменным взаимодействием — антиферромагиетики со слабым ферромагнетизмом. Слабые ферромагнетики мы рассмотрим в следующем параграфе, На существование веществ с отрицательным взаимодействием указывал Вейсс еще в 20-х гг., однако он не разрабатывал этой идеи.
Теорию антиферромагнетизма создал в 1933 г. Ландау 11~ на примере слоистых структур типа галоидных солей элементов группы железа. Предполагая наличие положительного обменного взаимодействия внутри слоев и отрицательного между слоями, ои на основании термодииамического рассмотрения показал, что в 243 этих веществах должно возникать такое магнитное упорядочение, при котором магнитные моменты ионов внутри каждого слоя устанавливаются параллельно, но антипараллельно в соседних слоях. При такой магнитной структуре вещество не обладает макроскоппческим спонтанным моментом, но при температуре Вмг, соответствующей разрушению спонтанного упорядочения, должен наблюдаться максимум восприимчивости, теплоемкости и другие о о, т О+ 01тл ° р Рис.
4.1. Температурная зависимость Рнс. 42 Магнитная структура антивоспрнимчивостн н одноосных антифер- ферромагнитных окислов переходных ромагнетиков 1201 элементов типа МпО аномалии, соответствующие фазовым переходам 2-го рода. Экспериментальное изучение группы хлоридов переходных элементов подтвердило эти предсказания. Неель 12~ создал теорию антиферромагнетизма в приближении молекулярного поля, которую мы изложим в данном параграфе. Идея антиферромагнетизма нашла прямое экспериментальное подтверждение в работе Шала, Страусера и Воллана в 1951 г.
[З~. Они использовали нейтронографический метод, в котором изучается картина дифракции нейтронов на периодической структуре упорядоченных магнитных моментов. Благодаря отсутствию заряда у нейтрона и наличию у него магнитного момента его взаимодействие с электронами имеет магнитную природу, причем интенсивность рассеяния нейтронов, обусловленного магнитным взаимодействием, сравнима с интенсивностью их рассеяния на ядрах. При рассеянии монохроматического пучка нейтронов на веществе, обладающем магнитной структурой, кроме дифракционных максимумов, обусловленных когерентным рассеянием на периодической структуре ядер, наблюдаются максимумы, обусловленные периодическим распределением магнитных моментов. 244 При изучении магнитных свойств антиферромагнетиков были установлены следующие основные закономерности.
Выше температуры перехода (точки Нееля) Ом антиферромагнетики ведут себя как обычные парамагнетики. При Т)дм магнитная восприимчивость изменяется с температурой по закону Кюри — Вейсса; и .— С~(т — Е.). (4.1.!) Характерной особенностью почти всех антиферромагнетиков является отрицательное значение 9„а также тот факт, что В„обычно больше Вм по абсолютной величине. В точке перехода Вм восприимчивость поликристаллов проходит через сравнительно острый максимум. В слабых полях и при Т(дл магнитный момент линейно зависит от поля. Таким образом, поликристаллический антиферромагнетик по магнитным свойствам отличается от парамагнетика только характером температурной зависимости восприимчивости. Отличительной особенностью антиферромагнетиков является очень резкая анизотропия магнитной восприимчивости монокристаллов.
В качестве типичного примера на рис. 4.1 показан ход главных восприимчивостей к! и хдмонокристалла Мням имеющего тетрагональную структуру !4~ Согласно нейтронографическим данным направление спонтанной намагниченности подрешеток совпадает с главной тетрагональной осью решетки МпВм На рис. 4.2 изображена магнитная структура простейшего кубического антиферромагнетика МпО. В табл, 4.1 приведены экспериментальные характеристики некоторых антиферромагнетиков, Рассмотрим теперь теорию двухподрешеточного антиферромагнетика с эквивалентными магнитными ионами в приближении молекулярного поля.
Молекулярные поля, действующие на ионы 1-й и 2-й подрешеток, в простейшем случае можно записать так: (4.1.2) Коэффициент ю, всегда отрицателен. В силу равноправия подрешеток в отсутствие внешнего поля величины намагниченностей подрешеток равны между собой. Тогда 1~= — 1з и Ну (шг гэ~) 1~ Ну =- (1дг ю ) 1з (4.1.3) Для намагниченности насыщения подрешеток антиферромагнетика получается такой же закон, как и для одноподрешеточного ферромагнетика гг = г08ь(Уг) ~а == ~о()~(Уи) (4.1.4) где 1,— намагниченность насыщения подрешеток, В,(у;) — функция Бриллюэна для спина 5, а у, — и„, ур,~,йт.
245 Таблица 4.! Антиферроматиетикн е.к — а,.к а' Вещество Крестелляеесяая структура 0 б о а н ач е н н я: К вЂ” кубическая, Р— ромбическая, Гà — гексагональная, МК вЂ” моиоклниная, РЭ вЂ” ронбоэлрическая, Тà — тетрагональная, (сл) — слоистая. Качественно этот результат согласуется с экспериментальными данными, полученными нейтронографическн и из экспериментов по ядерному резонансу, При этом, так же как и в случае ферромагнетнков, формулы (4.1.4) непригодны в области низких температур. Пронллюстрнруем некоторые выводы теории молекулярного поля, заменив для упрощения функцию Бриллюэна в (4.1.4) функцией Ланжевена: 11= тат.(У1) 15=- тат.(Уа).
(4.1.5) Решая эти уравнения, найдем 71 н 75 как функции температуры. Выражения для намагниченностей подрешеток имеют тот же вид, что н выражение (2.1.16) для спонтанной намагниченности 246 МпО МП5 МпЗе МпТе Мп51 МПРе МпС1е Мира ИЬМпР, Рере РеС!е РеО Репга Ре1, Ре50е СоО Сора СоС15 СоВге КНО КНА5 Х!С1е К1т) 1Р И!501 КСина Си301 Сира 2Н10 СиС15 2НаО Сге05 РЭ ГЦК ГЦК гг (сл) ГЦК ТГ РЭ(сл) МК (сл) К ТГ ГГ (сл) РЭ ГГ (сл) ГГ Р ТГ тетрагональная ТГ РЭ (сл) ГГ (сл) РЭ ГГ РЭ (сл) К Р ТГ Р РЭ РЭ РЭ 116 165 247 307 20 67 1,96 47 55 79 24 198 11 10 21 291 37,7 25 19 525 150 52 253 37 220 34,5 26 4,3 307 610 528 740 690 592 82 3,3 — 8 190 117 — 48 570 — 6 23 30,5 330 52,7 — 20 20 2470 3000 — 67 843 82 355 77,5 37 — 5 485 ферромагнетнка, т.
е. l~ и Рз будут монотонно уменьшаться с увелирением температуры и обратятся в нуль при температуре Нееля, величина которой дается в данном случае выражением %. = йТЫвР (,— у~о,. (4.1.6) Если приложено продольное внешнее магнитное поле (!1~~1~ — !2), то 7, и 7, не эквивалентны, и соотношения (4.1.3) не справедливы. В этом случае к молекулярным полям (4.1.2) нужно добавить внешнее поле. Тогда 7, = Т,Е(ва8(н+ 181!1+ Ы2!2)!/гт), Тз =- 7оЕ(ура8(В т шз!1+ Мд(йТ) Дифференцируя эти два уравнения по Н, получим дт~ НЫ~И~Р ~ I дй д1; 'Е (у,) ~1+.ь,— +., ° ), дН 2УТ дН дн дг~ НЯ Раз', Г д11 дтч ~ — Е (уз) (1-1- шов дН 2аТ дН дН (4.1.7) (4.1.8) Складывая эти уравнения и разрешая полученное уравнение отно( дl, дг~ ~ сительно ( — + — ), получаем для параллельной воспринмчи- 1 дН дН )' вости антиферромагнетнка выражение дг д11 д1э ФЫ'на а!ЮТ) Е' (У) х!— дН дН дН 1 ИМа~р 3~>2ИТ) Е' (у) (со1+ сои) (4.1.9) Вводя обозначения В, == Л'д'р~в Я' ( в, - - ш,), 6/г, С вЂ” Л~п'р',8-, зй, можно записать (4.1.9) в форме х! =-- 3СЕ'(у)!(Т вЂ” 3Е'(у) В,).
(4.1.10) (4.1.1 1) (4.1.1 2) Когда Т значительно превышает температуру' Нееля, то у«1; учитывая, что Е'(у) !У=о=Уз, получаем С х! = Т вЂ” Оа (4.1.13) 247 Эта формула аналогична закону Кюри — Вейсса для ферромагнетиков. Применимость закона Кюри — Вейсса для антиферромагнетиков годтверждается экспериментальными данными для Т»Вн. При этом, как уже указывалось, экспериментально наблюдается чаще всего ~6)„)/Нг;>1. Качественно теория молекулярного поля подтверждает этот результат, связывая его, как видно из формул (4.1.6) и (4.1.10), с наличием взаимодействия с ионами второй координационной сферы, и указывает иа то, что обменное взаимодействие со второй координационной сферой, как правило, отрицательно.
Смысл отрицательного знака гЭ, в У (4.1.13) очевиден — отрицательное обменное взаимодействие в антиферромагнетике приводит к увеличению эффективной температуры, стоящей в знаменателе закона Кюри для парамагнетиков, и, следовательно, наличие его уменьшает парамагнитную восприимчивость магнетика выше точки Нееля. При температуре Нееля (4.1.13) дает х) огаг = С)Яго 6)о) = 1!пгг. (4.1.1 4) Это значение х оказывается максимальным, поскольку дальнейшее повышение температуры приводит к уменьшению восприимчивости.
Ниже температуры Нееля намагниченности подрешеток растут с уменьшением температуры. При этом 1.'(у) уменьшается до нуля при Т- О. Дифференцируя по Т числитель и знаменатель (4.1.12), получаем по правилу Лопи- таля Рис. 4.3 248 зса (у) (ду~дт) О (4 г- о г о 1 — ЗгзоС" (у) (ду/дТ) Это объясняет наблюдающееся экспериментально поведение х (см. рис. 4.1).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
