Г.С. Кринчик - Физика магнитных явлений (1127398), страница 49
Текст из файла (страница 49)
Существование геликоидальных структур и, следовательно, большая абсолютная величина 1> в редкоземельных металлах указы- температуры из интервала 8, СТ(6, существует критическое поле Нк„, которое разрушает антиферромагнетизм. Табл. 4.5 описывает магнитное строение тяжелых редкоземельных металлов при различных температурах. Названия различных структур в таблице соответствуют рис.
4.22. Интересно отметить, что угол геликоида а„т. е. )тол между направлениями магнитных моментов в соседних слоях, вдоль выделенной оси кристалла монотонно увеличивается в интервале В> <Т< г>з у Ру, ТЬ и Но, В Ру, например, ае изменяется от 26,5= при 9, до 43,2' при Вь Существование простой гелпкоидальной структуры качественно можно объяснить тем, что обменное взаимодействие между атомами, находящимися в ближайших плоскостях, положительно, а между атомами, находящимися в плоскостях, следующих за ближайшими, отрицательно. Абсолютная величина отрицательного взаимодействия должна быть не слишком малой по сравнению с положительным. Предположим также для простоты, что кристалл обладает выделенной осью, и одноосная кристаллическая анизотроппя заставляет все спины лечь в базисну>о плоскость.
Модификация анизотропных членов позволила бы ввести в рассмотрение синусоидальную и циклоидальную структуры. Положительное обменное взаимодействие между магнитными атомами внутри слоя приводит к параллельной ориентации всех атомных спиноз в слое. Тогда обменное взаимодействие между слоями на единицу объема с учетом взаимодействия со вторыми соседями равно Табл пи а 4.6 Некоторые характеристики монохалькогеиихов европии ЕпХ (Х = О, $, Зе, Те) енте ее 5 5,96 Постоянная решетки, 7'рг, нк тс, 'К ры ра йн Гс 6,19 4,6* 28** 6,7 1210 7,7 6,60 7,8-11,0 7*** 16,5 6,87 1360 7,93 69,4 7,0 2130 7,81 971 7,54 рноо ив Обменные интеграяы 7,х 10ы, эрг —,7« Х 1Ог', »Рг 0,81 — 0,93 0,28 0,097 0,08 — О,!9 0,04 0,16 — 0,23 н Н=З кЭ, е* Н =-О, "««Н=-1О кЭ.
285 вают на то, что в обменное взаимодействие между далекими соседями основной вклад дает обмен через электроны проводимости, который имеет дальнодействующий характер и зависит от расстояния между взаимодействующими центрами, как г ' (см, й 2.10). Последовательная теория геликоидальных структур в редкоземельных мета.члах с учетом их реальной электронной структуры была построена Дзялошпнским 121]. Показано, что периоды гелпкоидальных (синусоидальных) структур определяются взаимодействием электронов проводимости со спинами магнитных ионов (см. также 9 2.10), причем эти периоды имеют порядок обратных экстремальных диаметров поверхности Ферми. Физически это происходит таким образом, что возникающая периодическая по спину структура «приближает» границы зоны Бриллюэна (найденные с учетом этой новой периодичности в кристалле) к размеру экстремального диаметра Ферми-поверхности, и это приблизительное равенство двух указанных характерных размеров соответствует минимуму термодинамического потенциала системы.
К сожалению, параметры Ферми-поверхностей редкоземельных металлов еще не настолько хорошо изучены, чтобы проверить количественное соответствие теории Дзялошинского экспериментальным данным. Еще один широкий класс магнитных кристаллов можно с полным основанием отнести к магнетикам со сложной магнитной структурой. Речь пойдет о ферромагнитных полупроводниках, которые хотя и не всегда обладают сложным подрешеточным строением, но имеют особое магнитное, электрическое и оптическое поведение из-за сочетания в них типичных полупроводниковых свойств и магнитного упорядочения. Исторически первыми магнитными полупроводниками явились монохалькогениды европия ЕпХ, где Х вЂ” О, 8, Яе, Те, некоторые характеристики которых приведены в табл.
4.6. Все они кристаллизуются в кубической решетке типа )ь)аС1, причем магнитоактивный ион Еив+ имеет основное состояние Ьу, без орбитального момента, поэтому монохалькогенив ды европия являются урб превосходными объектами для проверки теорий температурной зависимол l сти намагниченности, / прямого обмена, косвенного обмена, прямого об- 1Р б мена через возбужденные состояния и т, д. Чистые ' УУл=б"э ЕиХ стехиометрического ° й=ур состава являются полу- 4 проводниками с высоким — Дххгегуу Удельным сопРотивлени— рбрпзеауу ем 10' — !О" Ом см при комнатной температуре (энергия активации 1— — 2 эВ). Особенно богао тый спектр электрических и оптических свойств появляется у легированных образцов ЕпХ.
Наур пример, в системе Еио-„Од„Яе сопротивление при комнатной тем- 3 Еи ру,бе 70 т ~ 1Р' уру у пературе изменяется от р 1рр барр барр оурр 10' Ом ° ем до 1О ' ууу ур-бог-У Ом см, т. е. на 12 поряд- ков, при изменении х от Рнс. 4.23. температурная зависимость 0 до 1, причем изменение удельного электросопротивления ферро- на у порядков происхомагнитного полупроводника Епо.ооббо,о~Бе прн раалнявых магнитных полях 1241 дит вблизи х=0,01. 'На рис. 4.23 приведены кривые р(Т) !221, показывающие температурный переход к металлическому характеру проводимости, а также аномально большое влияние магнитного поля на проводимость. Наложение поля 13,5 кЭ уменьшает сопротивление образца более чем на 5 порядков. Возрастание сопротивления при низких температурах и Н=О связывается с появлением геликоидального спинового упорядочения, которое можно разрушить магнитным полем и тем самым уменьшить сопротивление (пунктирные кривые).
Другим большим классом ферромагнитных полупроводников, также обнаружившим ряд интересных физических свойств, являются халькогенидные шпинели 344-переходных металлов типа С4)Сг25„С4)Сг25е4, 4"'1пСг254 и т. д. В частности, как в халькогенидах европия, так и в халькогенпдных шпинелях обнаружены эффекты смещения края собственного поглощения при изменении магнитного упорядочения как при изменении температуры, так и под влиянием поля. В шпинели НцСг254, как и в Евое, обнаружено сочетание полупроводниковых свойств с геликоидальным упорядочением. Некоторые из эффектов в ферромагнитных полупроводниках удается качественно объяснить на основе простых моделей, исходящих из предположения об обменном расщеплении валентной зоны и зоны проводимости, изменении величины этого расщепления с температурой и перераспределении носителей между этими зонами и примесными уровнями. Однако ряд особенностей ферромагнитных полупроводников остается пока неясным (см., например, [231).
В целом класс ферромагнитных полупроводников представляется весьма перспективным для многих физических и технических применений, таких, например, как магнитооптические явления, различные фотомагнитные эффекты, управляемый магнитным полем эффект Ганна, увлечение фононов и магнонов носителями тока и т. д. В заключение этого параграфа рассмотрим еще один тип сложных спиновых структур в магнитоупорядоченных кристаллах, отличительная черта которых состоит в том, что они возникают не за счет внутренних взаимодействий в кристалле, а индуцируются сильным внешним магнитным полем. Тябликовым 124) было показано, что при наложении на коллинеарный двух- или трехподрешеточный ферримагнетик достаточно сильного магнитного поля антипараллельная структура магнитных подрешеток становится неустойчивой, и возникает иеколлинеариая угловая магнитная структура, в которой магнитные моменты подрешеток направлены под углами, отличными от О и и друг к другу и к внешнему магнитному полю.
Физически неколлинеарная магнитная структура в ферримагнетиках возникает в результате <конкуренции» внешнего магнитного поля, стремящегося ориентировать магнитные подрешетки параллельно друг другу, и отрицательного межподрешеточного взаимодействия, стремящегося ориентировать их антипараллельно. Расчет угловых магнитных структур в приближении молекулярного поля немногим сложнее расчета поведения антиферромагнетика во внешнем магнитном поле (~ 4.1).
Для двухподрешеточного ферримагнетика при учете обменного взаимодействия и внешнего магнитного поля термодинамический потенциал можно представить в виде 44 = ) (11 12), и'121112 4а11 1! ~ 44422 12, (4.6.4) где /4 — намагниченности подрешеток, а ш41 — коэффициенты мо- 287 лекулярного поля, характеризующие обменные взаимодействия между (шм) и внутри (шп и шм) подрешеток. Вводя углы О~ и Оз между полем и направлением намагниченности подрешеток и минимизируя (4.6.4) по этим углам, легко получить, что в слабых полях устойчивой является коллинеарная антипараллельная структура подрешеток. а в интервале полей Нкр ыы(1г — ~а) ~ Н'~ Нкр —. ю1з(1, — ' 1з) (4.6.5) возникает неколлинеарная структура.
В более сильных полях образуется снова коллпнеарная структура, в которой магнитные моменты подрешеток параллельны друг другу. Как показано в многочисленных работах (см., напр., (25)), переход в неколлинеарную фазу является фазовым переходом (в отсутствие аннзотропии — фазовым переходом второго рода) и сопровождается аномалиями различных физических характеристик (намагниченности, восприимчивости, магнитострикции, эффекта Фарадея и т. д.). Интенсивные экспериментальные исследования эффектов, вызванных индуцированной полем неколлинеарной структурой, выполнены в последние годы на редкоземельных ферритах-гранатах. Это обусловлено тем, что в этих ферримагнетиках обменное взаимодействие между редкоземельной и железной подрешетками сравнительно невелико и вблизи точки магнитной компенсации, когда 1,жом критические поля перехода в неколлинеарную фазу доступны для экспериментального изучения.
Проведенные исследования показали согласие экспериментальных данных с теоретическими соотношениями и позволили построить магнитную фазовую диаграмму ферритов-гранатов вблизи точки магнитной компенсации. Глава 5 ПОВЕДЕНИЕ МАГНИТНЫХ КРИСТАЛЛОВ В ПЕРЕМЕННЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ й 5.1. ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС Если приложить внешнее переменное магнитное поле к магнети- ку, то иа определенных частотах можно наблюдать пики на кри- вых зависимости мнимой компоненты восприимчивости ат частоты, т. е. резкое увеличение поглощения телам энергии внешнего элек- тромагнитного поля. Здесь мы имеем дело с резонансным или релаксационным откликом магнитной системы на внешнее магнит- ное гармоническое воздействие.
Диапазон частот, в котором на- блюдается динамическое возбуждение магнетиков переменным магнитным полем, очень широк и составляет !5 — 16 порядков (рис. 5.1). Следует указать, что для возбуждения магнитного ре- зонанса необходимо приложить внешнее постоянное магнитное по- ле, но иногда роль этого поля играет внутреннее эффективное по- ле. В последнем случае мы имеем дело с так называемым естест- венным. магнитным резона псом.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
