Диссертация (1149509), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Конус сужается с ростом поляи примТл магнитная структура переходит в ферромагнитную сосредним моментом 0.4 B на атом Mn, где— магнетон Бора. Величинаэтого момента оказалась много меньше, чем эффективный момент впарамагнитной фазе, обнаруженной при температурах много выше TC.Зависимость магнитной восприимчивости, χ, соединения MnSi описываетсязаконом Кюри-Вейса при T > TC вплоть до температуры 10TC, притемпературахT < TC магнитнаявосприимчивостьMnSiвовнешнеммагнитном поле H < HC1 постоянна и не зависит от температуры [52]. Оценкамагнитного момента на атом Mn из температурной зависимости магнитнойвосприимчивости соединения показала, что он должен быть равен 1.4 B [52].Измерение зависимости намагниченности от внешнего магнитного поляпоказало, что вне зависимости от приложенного давления, намагниченностьмоносилицида марганца не достигает насыщения в полях H < 12 Тл [53]. Тем12не менее, при увеличении внешнего давления, температура магнитногофазового перехода соединения MnSi, TC, обращается в ноль при P = 1.46 ГПа.В 1964 году, И.
Е. Дзялошинский предложил механизм, описывающийдлиннопериодные спиновые спирали, которые вызваны нестабильностьюферромагнитной структуры, обусловленные наличием дополнительногоотносительно малого релятивистского взаимодействия [1]. Он показал, чтотакая нестабильность может возникать только в нецентросимметричныхкристаллах. В 1980 Бак и Йенсен разработали на основе этого механизматеорию, объясняющую магнитную структуру соединений MnSi [2].Согласно модели Бака и Йенсена, спиновая спираль становитсястабильнойврезультатевзаимодействий.Самоеиерархиисильноетрѐхизосновныхсуществующихних — обычноесимметричноеизотропное обменное взаимодействие гейзенберговского типа (si s j ),котороестремитсяферромагнитногоупорядочитьобмена,спинысуществуетферромагнитно.дополнительноеПомимоизотропноеантисимметричное взаимодействие Дзялошинского-Мория (ДМ), котороестремится ориентировать соседние спины перпендикулярно друг другу(si s j ).
Так как взаимодействие ДМ значительно слабее ферромагнитногообмена, оно способно развернуть спины лишь на малый угол. Третье, самоеслабое,анизотропноеобменноевзаимодействие,либокубическаяанизотропия, фиксирует направление волнового вектора спирали ks впространстве.Минимизируясвободнуюэнергию,содержащуютриэтихвзаимодействия, авторы [2] установили, что равновесие системы достигается,если волновой вектор спирали равен ks = SD/A. Здесь S — средний спинсистемы,D — константавзаимодействияДМ,аA — параметр,характеризующий силу обменного взаимодействия, то есть жѐсткостьспиновых волн на расстояниях много меньших периода спирали (при13). Учитывая, чтоспирали⁄, величина ks мала, и, следовательно, периодвелик.Исследованию длиннопериодной киральной магнитной структурысоединения MnSi посвящено большое количество экспериментальных работ[36, 52, 54—62]. В работах [52, 54] описаны эксперименты по малоугловомурассеянию нейтронов в MnSi во внешнем магнитном поле.
С цельюподробного изучения магнитных свойств, в перечисленных ниже работахбыли произведены измерения намагниченности [55, 56]; электронногоспиновогорезонанса[57];магнетосопротивления[58];поглощенияультразвука [59]; ядерного магнитного резонанса [60—62] и другие.Опираясь на совокупность полученных данных, поведение MnSiв магнитном поле можно описать следующим образом: при приложениивнешнего магнитного поля, спиновая структура перестраивается из плоскойспирали в коническую, при этом волновой вектор спирали ks поворачиваетсявдоль направления магнитного поля H, и образец становится монодоменным.Период спирали при этом остается неизменным.
Процесс поворота вектора ksначинается с порогового значения поля HC1, энергия взаимодействиякоторого с конической спиралью преобладает над энергией кубическойанизотропии, фиксирующей направление спирали в пространстве вдольвыделенныхкристаллографическихнаправлений.Эффектповоротаволнового вектора ks теоретически рассматривался в работах [63—65]. Вполях H > HC1 спиновая структура находится в конической фазе, то естьсуществует компонента спина, параллельная полю, а каждый единичныйспин образует конус с осью, которой является вектор ks.
Угол междуединичным спином и волновым вектором ks уменьшается с увеличениемполя вплоть до H = HC2, при котором становится равным нулю. Такимобразом, в полях H > HC2 коническая геликоидальная структура исчезает, иобразец переходит в индуцированную полем ферромагнитную фазу.На основании этих экспериментов была построена фазовая диаграммамагнитное поле-температура (H-T) (Рис. 1.2). На фазовой диаграмме14показаны характерные для данного соединения поля и температуры: первоекритическое поле HC1 ≈ 80 мТл, второе критическое поле HC2 ≈ 600 мТл приT = 4 K, а температура фазового перехода TC ≈ 29 K [52, 54].Интересной особенностью на представленной на Рис.
1.2 фазовойдиаграмме является так называемая А-фаза. В этой области, притемпературах, близких к температуре фазового перехода, и некотороминтервале полей Hfl1 < H < Hfl2, происходит поворот волнового вектораспиновой спирали из положения параллельного полю в положениеперпендикулярное внешнему магнитному полю [10—16].Следует отметить, что такой тип фазовой диаграммы характерен длявсех известныхгеликоидальных магнетиков с кристаллографическойструктурой типа B20: Mn1–xFexSi, Mn1–xCoxSi, Fe1–xCoxSi, FeGe [11—16, 26].Рис. 1.2.
Фазовая диаграмма магнитное поле — температура (H-T)магнитной структуры соединения MnSi.151.3. Скирмионная решѐткаДля соединения MnSi установлено [10], что А-фаза (или k-флоппереход) — это поворот вектора распространения спиновой спирали ks изположения параллельного полю в перпендикулярное положение в некоторойобласти (H-T) фазовой диаграммы, в интервале полей Hfl1 < H < Hfl2 вблизитемпературы магнитного фазового перехода TC (Рис. 1.2). Это явление былоназвано k-флопом, поскольку в дифракционном эксперименте k-флопвыглядит как 90° скачок спирального волнового вектора от||в.При дальнейшем увеличении магнитного поля H > Hfl2 А-фаза исчезает,а спиновая спираль с||возникает вновь и существует вплоть докритического поля HC2. Было показано, что А-фаза присутствует во всехродственныхMnSiсистемах,например,всоединенияхFe1-xCoxSi [11, 12], Mn1–xFexSi [13] и Mn1-xCoxSi [16]. В рамках теориисреднего поля Гинзбурга-Ландау в области (H-T) фазовой диаграммы,соответствующей А-фазе, однодоменная магнитная структура с тремяразличнымивекторамираспространениямагнитнойспиралирасположенными в плоскости перпендикулярной внешнему магнитномуполю под углом 120 друг относительно друга, стабилизируется благодарятемпературным флуктуациям вблизи TC [14].
Это состояние магнитнойструктуры названо скирмионной решѐткой.Вопрос стабильности скирмионной решѐтки интенсивно обсуждаетсяввиду исследований с тонкими плѐнками кубических геликоидальныхмагнетиков со структурой типа B20 [66—68]. C помощью экспериментов,выполненных методом Лоренцовской электронной микроскопии, показано,что устойчивость скирмионной решѐтки прямо связана с толщиной плѐнки.Чем тоньше плѐнка, тем более стабильной оказывается скирмионнаярешѐтка, и тем шире диапазоны полей и температур (H-T) фазовойдиаграммы, при которых наблюдается А-фаза.
Теоретические расчѐтыподтвердили, что для стабилизации скирмионной решѐтки необходима либо16моноаксиальнаяанизотропия,либоинтерфейсилиповерхность,позволяющие ограничить систему двумя измерениями [69—71].Несмотря на то, что в последнее время делаются колоссальные усилиядля исследования и объяснения А-фазы, остаѐтся неясным, как наличиекритических геликоидальных флуктуаций вблизи TC приводит к тому, чтоскирмионная решѐтка в объѐмном материале оказывается энергетическиболее выгодной по сравнению с конической геликоидальной фазой.171.4. Магнитный фазовый переход в MnSiИерархическая структура обменных взаимодействий, формирующихгеликоидальную магнитную структуру приводит к сложному фазовомупереходу из парамагнитного в упорядоченное состояние. Для описания этогофазового перехода были разработаны различные подходы [3—9].Один из подходов заключается в исследовании температурной эволюцииспиральных флуктуаций при переходе в геликоидальное состояние [3, 7—9].Взаимодействиеспиновпространственнымив этойсистемемасштабами — периодомхарактеризуетсяспиралиdидвумядлинойкорреляции критических флуктуаций ξ.
Основная концепция предложена вработе [3] и далее разработана в работах [7—9]. Удобнее начатьрассмотрение с высоких температур, где. Высокотемпературныйрежим может быть описан флуктуациями ферромагнитного типа, гдевзаимодействием ДМ можно пренебречь. Когда величина ξ становитсясравнимой с периодом спирали d, ДМ-взаимодействие становится значимым,а полноразмерные спиральные флуктуации реализуются, когда длинакорреляции становится больше, чем d. Переход от ферромагнитного кгеликоидальномуTDM = 31.5 К,режимукогдагеликоидальных флуктуацийфлуктуацийилинаблюдаетсяобратнаяпритемпературекорреляционнаядлинаДальнейшее уменьшение температурыприводит к увеличению количества геликоидальных флуктуаций, и, какследствие, приводит к режиму, при котором геликоидальные флуктуацииначинают взаимодействовать друг с другом при T* = 29.8 К.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
