WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

3) h > h2 (B > 1). В отличие от случая h < hфазовые портреты решений (рис. 9) имеют полюсы в точках (, n), n = 0, 1, 2,..., а сепаратрисное решение Рис. 5. Равновесные структуры элементарных ячеек решетки оканчивается в точке (/1, 0). Таким образом, при магнитных вихрей при B = 0.91 (a), 0.93 (b), 0.95 (c), h2 < h (B > 1) реализуются локализованные решения 0.97 (d), 0.98 (e), 0.99 (f ), 0.999 (g).

для граничных условий () =/2. Иными словами, Рис. 6. Зависимости плотности энергии решетки магнитных Рис. 7. Фазовые портреты решений () при h < hвихрей (a) и геликоидальной структуры (b) от параметра B.

(B < -1).

Физика твердого тела, 1998, том 40, № Вихревые состояния в антиферромагнитных кристаллах Рис. 8. Уединенные магнитные вихри при B = -1.5 (a), Рис. 10. Уединенные магнитные вихри при B = 5.0 (a), -1.03 (b), -1.01 (c), -1.003 (d), -1.002 (e), -1.001 (f ).

2.0 (b), 1.5 (c), 1.01 (d).

при h > h2 в антиферромагнетике могут существовать вихри с l OZ в центре вихря и l OZ при.

Отметим, что в данном случае состояние с = в центре вихря не является энергетически выгодным.

Профили вихрей при h > h2 приведены на рис. 10.

Таким образом, в одноосных антиферромагнетиках без центра инверсии возможно существование двумерных пространственно-модулированных структур (магнитных вихрей) как метастабильных состояний. При h < hмогут существовать локализованные вихри с = 0 в центре вихря и = вдали от центра. С приближением к h1 вихри расширяются, в них начинает формироваться узкая переходная область между ядром с = 0 и внешней областью с = — ”доменная граница” (рис. 8), и при h = h1 локализованные аксиальные структуры в антиферромагнетике исчезают и возникает решетка магнитных вихрей. При h, близких к h1, существует узкая переходная область между состояниями с = 0 и = (рис. 2). С ростом поля профили вихрей становятся более пологими (рис. 3, 4), и при h 0.7-0.9 в области = /2 начинает формироваться ”полочка” (рис. 5).

Далее, при h h2, размеры ячеек быстро растут, и при h = h2 снова возникают локализованные решения — уединенные вихри. Однако при h > h2 в отличие от Рис. 9. Фазовые портреты решений () при h > h2 (B > 1). случая h < h1 () =/2.

7 Физика твердого тела, 1998, том 40, № 1492 А. Богданов, А. Шестаков Кубические антиферромагнетики полях выше поля спин-флоп-перехода, а именно при H < Hc возможно существование решетки вихрей, приКак уже отмечалось выше, модулированные структуры чем плотность энергии геликоидального состояния всемогут существовать не только в одноосных, но и в гда (в области существования неоднородных структур) кубических антиферромагнетиках без центра инверсии.

ниже плотности энергии решетки магнитных вихрей. С Для кубических антиферромагнетиков неравновесный приближением H к Hc радиус ячейки быстро растет, и термодинамический потенциал с точностью до членов, при H Hc R (рис. 1). При H > Hc возможно квадратичных по компонентам векторов m и l, совпадает существование уединенных вихрей с l H вцентревихря с (1), однако выражения для w0 и wd имеют несколько и l H вдали от центра.

иной вид. Так, для кристаллографических классов O и T Таким образом, в работе показано, что в легкоосных и выражения для wd можно записать в следующем виде:

кубических антиферромагнетиках без центра инверсии 2 возможно существование как двумерных пространстwd = DM0lrotl. (17) венно-модулированных структур (решеток магнитных вихрей), так и уединенных двумерных структур (вихрей).

Однородную часть энергии для исследуемых кубических Во всей области существования модулированных антиферромагнетиков можно записать в виде структур в легкоосных кубических антиферромагнеw0 = M0 2m2 - 2Hm/M0. (18) тиках наряду с одномерной модулированной структурой (геликоидом) возможно существование двумерной Отметим, что в данном случае любое отличное от нуля пространственно-модулированной структуры (решетки магнитное поле ориентирует магнитные моменты таким магнитных вихрей) как метастабильного состояния.

образом, чтобы H l. Ограничиваясь случаем H OZ, В сильных магнитных полях в легкоосных и кубичеможно показать, что ских антиферромагнетиках без центра инверсии могут существовать локализованные аксиальные структуры — Hуединенные магнитные вихри с = 0 в центре вихря и w0 = - sin2, (19) = /2 вдали от центра.

В слабых магнитных полях в легкоосных антиферрогде, как и ранее, —угол между l и OZ.

магнетиках могут существовать уединенные магнитные Переходя к сферическим координатам для вектора l вихри с = 0 в центре вихря и = вдали от центра.

и цилиндрическим координатам для пространственных переменных, а также имея в виду нахождение осесиммеАвторы благодарят фонд Александра фон Гумбольдта тричных решений типа = (), = (), выражение за предоставление вычислительной техники и литерату(16) можно записать в виде ры. Мы глубоко признательны А. Хуберту за обсужде ние работы и ценные советы, а также А.С. Ковалеву и sin cos С.В. Тарасенко за полезные дискуссии.

wd = D sin( - ) +. (20) r r Далее аналогично [32] можно получить Список литературы = ± /2. (21) [1] И.Е. Дзялошинский. ЖЭТФ 46, 4, 1420 (1964).

[2] Ю.А. Изюмов. УФН 144, 3, 449 (1984).

Таким образом, плотность энергии кубического двух- [3] Ю.А. Изюмов. Дифракция нейтронов на длиннопериодических структурах. Энергоатомиздат, М. (1987). 200 с.

подрешеточного антиферромагнетика (кристаллографи[4] Y. Ishikawa, K. Tajima, D. Bloch, M. Roth. Solid State ческие классы T и O) можно записать в виде Commun. 19, 15, 525 (1976).

R [5] B. Lebech, J. Bernhard, T. Freltoft. J. Phys.: Condens. Mater.

1 d sin1, 6105 (1989).

= + AM0 R2 d [6] J. Beille, J. Voiron, F. Towriq, M. Roth, Z.Y. Zhang. J. Phys.

F: Met. Phys. 11, 2153 (1981).

[7] J. Beille, J. Voiron, M. Roth, Z.Y. Zhang. Solid State Commun.

d sin cos - 2 + - h2 sin2 d, (22) 43, 399 (1983).

d [8] H. Watanabe, Y. Tazuke, H. Nakajima. J. Phys. Soc. Jap. 54, 3978 (1985).

где [9] H. Watanabe. J. Phys. Soc. Jap. 58, 1035 (1989).

= r/r0, r0 = 2A/D, (23) [10] B. Lebech, P. Harris, J.S. Pedersen, K. Mortensen, C.I. Gregory, N.R. Bernhoeft, M. Jermy, S.A. Brown. J. Magn. Magn.

h = H/Hc, Hc = 2 /2. (24) Mater. 140–144, 119 (1995).

Отметим, что выражение (22) с точностью до несуще[11] T. Sato, T. Nemoto, E. Ohta, M. Sakata, T. Sakakibara, T. Goto.

ственной постоянной совпадает с выражением (10) при J. Magn. Magn. Mater. 70, 411 (1987).

0 = /2, т. е. кубический магнетик в магнитном поле [12] T. Sato, T. Anto, T. Oku, M. Furusaka. Phys. Rev. B49, 21, ведет себя подобно одноосному антиферромагнетику в 11 864 (1994).

Физика твердого тела, 1998, том 40, № Вихревые состояния в антиферромагнитных кристаллах [13] T. Sato, T. Anto, T. Oku, M. Furusaka. J. Magn. Magn. Mater.

140–144, 1785 (1995).

[14] A. Zheludev, G. Shirane, Y. Sasago, N. Kiode, K. Uchinokura.

Phys. Rev. B54, 21, 15 163 (1996).

[15] A. Zheludev, S. Maslov, G. Shirane, Y. Sasago, N. Kiode, K. Uchinokura. Phys. Rev. Lett. 78, 4857 (1997).

[16] J. Akimitsu, K. Sirotori, G. Shirane, M. Iizumi, T. Watanabe.

J. Phys. Soc. Jap. 44, 172 (1978).

[17] J. Adachi, N. Achiwa, M. Mekata. J. Phys. Soc. Jap. 49, (1980).

[18] I. Sosnowska, A.K. Zvezdin. J. Magn. Magn. Mater. 140–144, 167 (1995).

[19] T.M. Giebultovicz, H. Luo, N. Samarth, J.K. Furdyna, J.J. Rhyne. IEEE Trans. Mag. 29, 3383 (1993).

[20] T.M. Giebultovicz, V. Nunez, H. Luo, N. Samarth, J.K. Furdyna. J. Appl. Phys. 73, 6090 (1993).

[21] В.Г. Барьяхтар, Е.П. Стефановский. ФТТ 11, 7, 1946 (1969).

[22] P. Bak, M.H. Jensen. J. Phys. C: Sol. Stat. Phys. 13, L(1980).

[23] O. Nakanishi, A. Yanase, A. Hasegawa, M. Kataoka. Solid State Commun. 35, 995 (1980).

[24] M. Kataoka, O. Nakanishi. J. Phys. Soc. Jap. 50, 3888 (1981).

[25] M.L. Plumer, M.B. Walker. J. Phys. C: Sol. Stat. Phys. 14, (1981).

[26] M.L. Plumer. J. Phys.: Condens. Mater. 2, 7503 (1981).

[27] В.А. Головко, Д.Г. Санников. ЖЭТФ 82, 2, 357 (1982).

[28] Ю.А. Изюмов, В.М. Лаптев. ЖЭТФ 88, 1, 165 (1985).

[29] А.Н. Богданов, Д.А. Яблонский. ЖЭТФ 96, 1(7), (1989).

[30] А.Н. Богданов, М.В. Кудинов, Д.А. Яблонский. ФТТ 31, 10, 99 (1989).

[31] A. Bogdanov, A. Hubert. Phys. Stat. Sol. (b) 186, 527 (1994).

[32] A. Bogdanov, A. Hubert. J. Magn. Magn. Mater. 138, (1994).

[33] А.Н. Богданов. Письма в ЖЭТФ 62, 3, 231 (1995).

[34] A. Bogdanov, A. Hubert. J. Appl. Phys. 79, 8, 1536 (1996).

[35] Б.А. Иванов, А.К. Колежук. ФНТ 21, 4, 355 (1995).

[36] В.Г. Барьяхтар, А.Н. Богданов, Д.А. Яблонский. УФН 156, 1, 47 (1988).

[37] Е.А. Туров. Физические свойства магнитоупорядоченных кристаллов. Изд-во АН СССР, М. (1963). 224 с.

[38] T. Moriya. Phys. Rev. 120, 1, 91 (1960).

[39] J.R. Teagyl, R. Gerson, W. James. Solid State Commun. 8, 1973 (1970).

[40] Ю.Ф. Попов, А.К. Звездин, Г.П. Воробьев, А.М. Кадомцев, В.А. Мурашов, Д.Н. Раков. Письма в ЖЭТФ 57, 1, (1993).

[41] А. Хуберт. Теория доменных стенок в упорядоченных средах. Мир, М. (1972). 308 с.

[42] М.М. Тегеранчи, Г.А. Есина, Ю.Ф. Попов, А.К. Звездин. Новые магнитные материалы микроэлектроники. Тез. докл.

XV Всерос. школы-семинара (18–21 июня 1996). С. 297.

Физика твердого тела, 1998, том 40, №

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.