Диссертация (1149509), страница 10
Текст из файла (страница 10)
1.1 [75, 76]. Поаналогии сполучим выражение для ω = εq в малоугловом пределе ис учѐтом законов сохранения энергии и импульса:( ⁄√) √(( ⁄) )Решая уравнение, получим:√(√)(То есть в случае‖(3.2))угол отсечки зависит также и от угла Брэгга,который легко определить из закона Вульфа-Брэгга, Ур. 2.1, как отношение63волнового вектора магнитной структуры к волновому вектору падающегонейтрона.ГрафическивыражениедлядисперсиимагноновУр.
3.2представлено на Рис. 3.10.В случае ферромагнетика, значение величины волнового вектораks = 0 нм–1 и θB = 0. Графически дисперсию магнонов в ферромагнетике вфазовой плоскости, по оси абсцисс которой переданная энергияаординат — угол рассеяния θx, можно представить в виде двух окружностей,радиус которых определяется углом отсечки θ0 (Рис. 3.10). Если теперьпостепенно увеличивать величину волнового вектора магнитной структурысоединения, то есть создать в системе спираль и плавно уменьшать еѐпериод, угол θc будет уменьшаться и станет равен нулю, когда значение углаθB будет равно θ0.
Дальнейшее увеличение значения волнового вектора ksприведет к тому, что угол θс будет увеличиваться с ростом величины ks. Призначении угласледует ожидать аналогичную картину неупругого√рассеяния нейтронов, что и в случае ферромагнетика. При дальнейшемувеличении величины волнового вектора магнитной спирали ks исследуемогосоединения, становится возможным рассеяние нейтронов на достаточнобольшие углы, превышающие θ0, при малом значении переданной энергии.Выражение для дисперсии магнонов Ур. 1.1 можно представить в болееобщем виде,где√вектором магнитного возбужденияспирали— это угол между волновыми волновым вектором магнитнойУчитывая, что в эксперименте исследуется поликристаллическийобразец в магнитном полеможно утверждать, что наблюдаемоеаномальное рассеяние представляет собой сумму рассеяния нейтронов привсех возможных значениях углаРис.
3.10, угол отсечки(от‖варьируется от)64до. То есть, согласнодои обратно до√√√Рис. 3.10. Зависимость переданной энергии w от угла рассеяния θ при различныхзначениях угла Брэгга θB для геликоидального магнетика при постоянном значенииферромагнитного угла отсечки θ0.Оценим теперь отсечкидля рассеяния нейтронов на спиновыхвозбуждениях геликоидальной магнитной структуры соединения MnSi приT = 4 K.ПосколькувеличинамэВ∙Å2 [82],константыспин-волновойоказывается равенжесткостимрад. Учитывая,что угол Брэгга для рассеяния нейтронов на геликоидальной магнитнойструктуре MnSi при длине волны падающих нейтронов λ = 0.6 нм,мрад, угол отсечкимрад.
При температуре T = 27 K,величина волнового вектора магнитной спирали соединения MnSi растѐтвплоть до величины ks = 0.38 нм-1, то есть угол Брэгга становится равныммрад, в то время как жѐсткость спиновых волн падает до значениямэВ∙Å2, то естьотсечкимрад [82]. Тогда угол отсечки уголмрад. То есть, согласно Ур. 3.2, рассеяние на спиновыхволнах геликоидальной структуры в упорядоченном состоянии соединенияMnSi может наблюдаться в диапазоне углов от 0 до*зависимостивозбужденияотнаправлениявектора65магнитного()+ вотносительно вектора распространения магнитной стпиралиПоскольку для соединения MnSi уголотсечкито есть углавсегда оказывается меньше углапри длине волны падающих на образец нейтронов λ = 0.6 нм,изменение энергии рассеянных на спиновых возбуждениях нейтронов будетблизко к нулю только вблизи прямого пучка.
Это неизбежно должноповлиять на интенсивность неупругого рассеяния нейтронов, наблюдаемую вэксперименте, что затруднит экспериментальную проверку предложенноймодели.Оценим теперь величину константы спин-волновой жесткостидлясоединения MnGe при низких температурах.
Исходя из профиля аномальногорассеяния, дополнительного к брэгговскому рефлексу, Рис. 3.5 и Рис 3.6,можно положить угол(константа)мрад, тогда, исходя из условияугол отсечкимэВ∙Å2.оказывается равенСледуетгиперболическую зависимость оттакжеотметить,мрад, ачтоимеетТо есть, в случае соединения MnGe, приизменении жѐсткости спиновых волн,в большую сторону, угол отсечкии область углов, при которых разрешено рассеяние нейтронов с малымизменением энергии, будет увеличиваться (Рис.
3.10).Несмотря на то, что приведѐнная модель рассеяния нейтронов наспиновых волнах в геликоидальных магнетиках подлежит дополнительнойэкспериментальной проверке методами спектроскопии нейтронов, удаѐтсясделать предположение о неупругой природе аномального рассеяниянейтронов, наблюдаемого для соединения MnGe (Рис. 3.5 и Рис 3.6). Крометого, предложенный механизм позволяет оценить константу спин-волновойжѐсткости магнитной структуры этого соединения.663.4 Основные выводыВ результате экспериментов по малоугловой дифракции нейтроновисследована температурная эволюция магнитной структуры соединенияMnGe.
При температуре T = 10 К магнитная система сформирована какспиновая спираль с периодомнм (Рис. 3.9). Поскольку ширина⁄брэгговского рефлекса при низких температурах равна функции разрешенияустановки, можно сделать вывод, что когерентная длина магнитнойструктуры значительно превышает величинуСростомтемпературыпретерпеваетфазовыйсостоянияпарамагнитнуювмагнитнаяпереходизфазунм.⁄системасоединенияупорядоченногослокальнымиMnGeгеликоидальногоферромагнитнымикорреляциями с характерным размером порядка 1 нм. Этот фазовый переходшироко размыт по температуре и происходит в несколько этапов.Период геликоидальной магнитной структуры медленно растѐт стемпературой в диапазоне T < 150 К (Рис.
3.9). Также в диапазонеT < TN = 130 Кинтенсивностьрассеяниянейтроновнаустойчивойгеликоидальной структуре падает, а интенсивность рассеяния нейтронов нагеликоидальных флуктуациях растѐт (Рис. 3.8). Это свидетельствует опостепенномразрушенииустойчивойгеликоидальнойструктурыипоявлению геликоидальных флуктуаций, сосуществующих со стабильнойгеликоидальной фазой. Вклад в рассеяние нейтронов от геликоидальныхфлуктуаций скоррелирован с дополнительным рассеянием, не зависящим отпереданногоимпульсавобластиQ < ks,обусловленнымнеупругимпроцессом рассеяния нейтронов на спиновых возбуждениях магнитнойструктуры.При температуре T = TN вклад в рассеяние нейтронов от устойчивойгеликоидальной фазы обращается в ноль, а интенсивность рассеяниянейтронов на геликоидальных флуктуациях достигает максимальногозначения, что свидетельствует о фазовом переходе магнитной системы во67флуктуирующую геликоидальную фазу.
Когерентная длина магнитнойструктуры⁄ уменьшается в диапазоне температур TN < T < Th = 150 Kи при T = Th оказывается близка по величине к периоду магнитной спирали,то есть⁄нм (Рис. 3.9). Уменьшение когерентной длинымагнитной структуры приводит к тому, что интенсивность рассеяниянейтронов на геликоидальных флуктуациях быстро убывает с ростомтемпературы при TN < T < Th .
В то же время, интенсивность дополнительногорассеяния неупругой природы продолжает увеличиваться, указывая нарастущую с температурой неустойчивость спиновой системы.В диапазоне температур Th < T < TSRF = 175 K магнитная системаразбивается на ферромагнитные нано-области с характерным размеромпорядка 1 нм (Рис. 3.9). В результате, волновой вектор магнитной спирали ksбыстро убывает с ростом температуры и достигает нуля при T = TSRF(Рис.
3.9). Количество ферромагнитных нано-областей достигает максимумапри T = TSRF. При повышении температуры, T > TSRF, ферромагнитныенано-области замещаются парамагнитной фазой и их количество достигаетнуля только при T > 300 K (Рис. 3.8).Результаты данной главы опубликованы в работе [32].684. МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА ПСЕВДОБИНАРНОГОСОЕДИНЕНИЯ Mn1-xFexGeИзвестно, что соединение FeGe демонстрирует рекордно высокую,почти комнатную, температуру геликоидального магнитного упорядоченияTC = 278 K [26], в то время как для моносилицида марганца эта температураравна TC = 29 K. Кроме того, твѐрдые растворы MnGe и FeGe демонстрируютне менее удивительные по сравнению с чистыми соединениями свойства.В результате исследования псевдобинарных соединений Mn1-xFexGeметодами малоугловой нейтронной дифракции и лоренцовской электронноймикроскопии,удалосьобнаружить,что,геликоидальноемагнитноеупорядочение свойственно для этих соединений во всем диапазонеконцентраций, а также, что при определѐнном значении параметраx = xc = 0.75происходитизменение связимагнитнойиструктурнойкиральности на противоположную [17, 18].
Теоретические расчеты показали,что взаимодействие ДМ действительно меняет знак при критическойконцентрации атомов Fe, x = xc, что приводит к изменению магнитнойкиральности[27—29].Однако,расчѐты,приэтом,необъясняютсравнительно большую величину волнового вектора магнитной структурысоединения MnGe.Таким образом, исследования соединений Mn1-xFexGe представляютогромный интерес.4.1.ТемпературнаяэволюциямагнитнойструктурысоединенияMn0.75Fe0.25Ge.Поликристаллические образцы соединения Mn1-xFexGe с x = 0.2, 0.25,0.3, 0.4 и 0.5, были синтезированы методом высокого давления в ИнститутеФизикиВысокогоДавления,поликристаллическимисТроицк,размеромРоссия.кристаллитаОбразцывдольявляютсякаждогоизнаправлений не менее одного микрона [23]. Результаты экспериментов,69проведенных методом рентгеновской порошковой дифракции, подтвердиликристаллографическую структуру B20 у исследуемых образцов [31, 107].Содержание примесей в образце не превысило 2% объемной доли.Рассмотрим влияние замещения магнитных атомов Mn атомами Fe всоединениях Mn1-xFexGe с x = 0.25 на температурную эволюцию магнитнойструктуры.
Измерения методом малоуглового рассеяния нейтронов наобразце соединения Mn0.75Fe0.25Ge проводились на инструменте SANS-1,расположенном в нейтроноводном зале исследовательского реактора FRM-IIв Мюнхене, Германия [103]. Расстояние образец-детектор было выбраноравным 2 м, а длина волны падающих нейтронов λ = 0.6 нм, чтобы покрытьдиапазонзначенийвекторапереданногоимпульса0.6 < Q < 2.7 нм–1.Разрешение установки было выбрано равным 10%, то есть минимальнодостижимая ширина брэгговского рефлекса была равнанм–1.Интенсивность рассеяния измерялась в процессе охлаждения образца внулевом поле из парамагнитного состояния при температуре T = 300 К вупорядоченное состояния при температуре T = 10 К.На Рис.
4.1 представлены карты малоуглового рассеяния нейтронов отобразца Mn0.75Fe0.25Ge, измеренные при различных температурах в нулевомвнешнем магнитном поле. При температуре ниже T = 45 K наблюдаетсятипичная картина рассеяния на порошковом образце с геликоидальноймагнитной структурой (Рис. 4.1а, Рис. 4.1б). Кольцо интенсивности рассеянияуказывает на сосуществование во всем объеме исследуемого образцамагнитных спиралей со случайно ориентированными волновыми векторамиks. С ростом температуры до T = 65 K, диаметр кольца уменьшается, и растетинтенсивность дополнительного рассеяния в области малых переданныхимпульсов, Q < ks (Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
