Диссертация (1149509), страница 4
Текст из файла (страница 4)
Стабильнаяспираль окончательно формируется в магнитной системе при температуреTC = 29 К. Если учесть анизотропное взаимодействие, то переход долженбыть второго рода.Этот подход получил дальнейшее развитие в работе [9]. Было высказанопредположение, что взаимодействие между флуктуациями изменяет типфазового перехода и он становится фазовым переходом первого рода. Режим18взаимодействующихфлуктуацийпоявляетсявобластитемпературTC < T < T*, что не позволяет длине корреляции иметь особенность при TC.Обе температурные точки, разделяющие различные режимы флуктуаций(при TDM и при T*) и сам фазовый переход (при TC) хорошо наблюдаемы натемпературной зависимости магнитной восприимчивости в малых поляхпорядка 10 мТл [8, 9].
Первая производная магнитной восприимчивости потемпературе d dT (T ) имеет максимальное и минимальное значения притемпературах TDM = 31.5 К и TC = 29 К, соответственно. Вторая производнаявосприимчивости имеет минимум при температуре T* = 29.8 К, котороесоответствует переходу в режим взаимодействующих флуктуаций. Вэкспериментах по рассеянию поляризованных нейтронов эта температурнаяточка определена как температура, при которой геликоидальные флуктуациистановятся 100%-киральными.
Экспериментально температурный магнитныйфазовый переход был определен как фазовый переход первого рода в оченьузком температурном диапазоне, TC ± 0.1 К [41, 50]. С другой стороны,известно также, что особенность, связанная с фазовым переходом первогорода при T = TC, является лишь малой частью критического поведения притемпературахвышетемпературыTC,определяемого«плечом»натемпературных зависимостях теплоемкости, коэффициента температурногорасширения, скорости звука в материале, поглощения звука образцом ипроизводной сопротивления по температуре.
Таким образом, магнитныйпереход моносилицида марганца может быть охарактеризован как слабыйфазовый переход первого рода, близкий ко второму.Скоростьрелаксацииивремяжизникритическихфлуктуацийисследовались также методами спин-эхо спектроскопии нейтронов [7] итрехосной нейтронной спектроскопии [72] при T = 29 K, 31 K и 32 K. Былопоказано, что при больших значениях переданного импульса,влиянием взаимодействия Дзялошинского-Мория на свойства критическихфлуктуацийможнопренебречьискоростьрелаксациимагнитныхфлуктуаций Γ зависит от величины переданного импульса как19⁄,аналогично поведению в ферромагнетикахзначениях переданного импульса[73].
В то же время, при, зависимости скорости релаксации отвелечины переданного импульса не наблюдается [7].Таким образом, в результате совместного анализа температурнойзависимости магнитной восприимчивости и данных по малоугловомурассеянию нейтронов, были определены три характеристические длямагнитнойструктурыMnSiтемпературы[8].Самаявысокаяхарактеристическая температура относится к переходу из парамагнитного вчастично киральное флуктуирующее состояние при TDM, где обратнаякорреляционнаядлинаСамаянизкаяхарактеристическаятемпература соответствует переходу к геликоидальному состоянию при TC.Промежуточная характеристическая температура обусловлена переходом в100%-киральное флуктуирующее состояние при T = T* иСогласноэтому сценарию также может быть описано поведение различныхнемагнитных свойств образца, таких как сопротивление.201.5. Динамические свойства магнитной структуры MnSiНе менее важным вопросом при исследовании геликоидальныхмагнетиков является определение дисперсии спиновых возбуждений в этихсистемах и их основных динамических констант.
Как было показано впараграфе 1.2, равновесие магнитной системы моносилицида марганца,основанной на иерархии трех основных обменных взаимодействий,достигается, если волновой вектор спирали равен ks = SD/A [2, 74]. Здесь S —средний спин системы, D — константа взаимодействия ДМ, а A — параметр,характеризующий силу обменного взаимодействия, то есть жѐсткостьспиновых волн на расстояниях много меньших периода спирали (при).Также показано, что величина внешнего магнитного поля, необходимая дляполяризациимагнитнойструктуры,тоестьпереходасистемыизгеликоидального в индуцированное внешним полем ферромагнитноесостояние, должна удовлетворять соотношению[74]. Такимобразом, на основании фазовой диаграммы магнитное поле-температура(H-T) (Рис. 1.2) и экспериментов по малоугловой дифракции нейтронов[52, 54], оказывается возможной оценка константы жесткости спиновыхволн, A, основного динамического параметра магнитной системы MnSi.
Так,например, при температуре T = 4 K величины волнового вектора магнитнойспирали|ивторогокритическогополяравнысоответственнонм–1 HC2 ≈ 600 мТл. В результате, величина жесткости|спиновых волн равнамэВ∙Å2.Тем не менее, для проверки данной теории необходимо использованиеметодовнейтроннойспектроскопии.Теоретическипоказано,чтодисперсионная зависимость спиновых возбуждений в магнитной системе,основанной на взаимодействии ДМ зависит от ориентации векторараспространения магнитной спирали, ks, по отношению к волновому векторумагнитного возбуждения[74—76].
Согласно теории, при ориентацииволнового вектора магнитного возбуждения перпендикулярно вектору21распространения магнитной спирали,дисперсионное соотношениеаналогично случаю ферромагнетика,В случае же ориентацииволновоговекторамагнитногораспространения спирали,возбужденияпараллельновектору, дисперсионное соотношение выглядит‖следующим образом [74—76]:√где(1.1)— это величина энергии магнитного возбуждения, A — параметр,характеризующий жѐсткость спиновых волн. Таким образом, в зависимостиот величины волнового вектора возбуждения следует ожидать три различныхрежимамагнитныхантиферромагнитнаявозбуждений.илиПрилинейнаябудетзависимостьвозбуждений от волнового вектора магнона,значениях волнового ветора магнона,энергиинаблюдатьсямагнитных.
При большихдисперсионная кривая будетаналогична случаю ферромагнетика, то есть Ур. 1.1 упрощается до.В случае, когда волновой вектор магнона и величина волнового векторамагнитной спирали сопоставимы,будет наблюдаться переход отантиферромагнитного режима к ферромагнитному.22Рис. 1.3. Спектр магнитных возбуждений в геликоидальном магнетике в нулевом внешнеммагнитном поле для проекции волнового вектора магнитного возбуждения нанаправление распространения магнитной спирали,‖ полученный в результатеприменения теории повторяющихся зон для различных значений проекции волновоговектора магнитного возбуждения на направление перпендикулярное векторураспространения магнитной спирали,(а)-(д). Значения энергий спиновыхвозбуждений на правой стороне диаграмм рассчитаны для соединения MnSi при T = 20 K.Толщина линий соответствует теоретическому расчету интенсивностей рассеяниянейтронов для соединения MnSi при T = 20 K [77].23К сожалению, современные возможности методов спектроскопиинейтронов ограничены.
Так, метод трехосной нейтронной спектроскопииимеет низкое разрешение по переданному импульсу, сопоставимое свеличиной волнового вектора магнитной спирали для соединения MnSi,что не позволяет исследовать антиферромагнтный режим магнитныхвозбуждений в этом соединении. Тем не менее, исследование монокристалласоединения моносилицида марганца в нулевом внешнем магнитном полепоказало, что дисперсионные кривые повторяются при изменении волновоговектора магнона на целое число волновых векторов магнитной спирали:(‖)(‖ ),где n — целое число,‖— проекция волновоговектора магнона на направление распространения магнитной спирали(Рис.
1.3) [77, 78]. В результате данного эксперимента удалось определитьзначение константы спин-волновой жесткости при температуре T = 20 K,мэВ∙Å2, что хорошо согласуется сокоторая оказалась равнамэВ∙Å2.значением, полученным из модели [74],При наличии внешнего магнитного поля, H, достаточного для переходамагнитной системы из геликоидального в индуцированное ферромагнитноесостояние, H > HC2, дисперсия магнитных возбуждений системы, основаннойнавзаимодействииферромагнитнойДМфазе,претерпеваетдисперсионнаязначительныекриваяможетизменения.бытьВописанавыражением [76]:()()(1.2)В этом случае, дисперсионная кривая аналогична ферромагнитной, номинимум этой кривой сдвинут изна величинуВеличинавнешнего магнитного поля определяет энергетическую щель в спектремагнитных возбуждений, то есть энергию магнитного возбуждения сволновым векторомДанный вид дисперсионной кривой позволяетрассчитать зависимость профиля нейтронного рассеяния на магнитныхвозбужденияхсистемыотполяризации24падающихнейтронов.Так,выражение для поляризационно-зависящей части неупругого сечениярассеяния нейтронов может быть представлено в следующем виде [79—81]:|( )гдеи|—соответственно,〈 〉 (̂ ̂ )(⁄этоначальный)[ (и))](1.3)импульсынейтрона,(конечный— это классический радиус электрона,— магнитныйформ-фактор, 〈 〉 — средняя величина спина на атом, ̂ — единичный вектор̂ — вектор поляризациивдоль вектора переданного импульса,нейтрона, ̂ — единичный вектор вдоль направления внешнего магнитногополя, а nq — это функция распределения Бозе:nq 1 (1 exp( kT )) 1.Уже из Ур.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
