WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

ризующихся спиновыми моментами S1 = 3/2, S2 = 1/Поскольку спектры ЭПР не содержат в себе сверхи S3 = 1/2. Энергетический интервал между спиновыми тонкой и суперсверхтонкой структуры, при анализе магмультиплетами S1 и S2 обозначим символом, а интернитных свойств тримера в его спиновый гамильтониан вал между S2 и S3 —. Эти интервалы определяются включим только операторы обменного и зеемановского равенствами взаимодействий. В базисе основных орбитальных состояний комплексов одиночной меди, являющихся фрагмен =(1/2)J(1,2) +(1/4)J(1,3), isotr isotr тами тримера, его спиновый гамильтониан запишется в следующем виде = J(1,2) - J(1,3). (7) isotr isotr Мультиплету S1 = 3/2 соответствуют спиновые 3 функции HS = S(i) · J(i j) · S( j) + e B0 · (i) · S(i), (3) i> j=1 i=1 1 = +, +, +, 2 2 где индексы i, j = 1, 2, 3 нумеруют ионы меди, участвующие в образовании тримера; S(i) — операторы спи- 1 1 1 = -, +, + новых моментов этих ионов; (i) и J(i, j) — тензоры 2 2 зеемановского и обменного взаимодействий в тримере.

1 1 1 1 1 Тензоры J(i, j) могут быть представлены в виде суммы + +, -, + + +, +, -, 2 2 2 2 2 изотропного и анизотропного вкладов 1 1 1 = -, -, + 2 2 Ji, j) = J(i, j) + J(i, j), (4) isotr anisotr 1 1 1 1 1 + +, -, - + -, +, -, где J(i, j) представляет собой скалярную величину, в то 2 2 2 2 2 isotr время как J(i, j) — тензор с несимметричной матрицей.

anisotr 1 1 = -, -, -. (8) В системе координат, указанной на рис. 4, эти тензоры 2 2 Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 1600 В.А. Уланов, М.М. Зарипов, И.И. Фазлижанов Двум спиновым дублетам, S2 = 1/2 и S3 = 1/2, об- Таблица 2. Матрица спинового гамильтониана (3), представленного в базисе спиновых функций (9) ладающим противоположной четностью относительно перестановки пространственных координат электронов, соответствуют функции 5 6 7 Z2 + 2 0 0 1 1 1 1 1 1 0 -Z2 + 2 D S2 : = +, +, - - -, +, +, 0 D Z1 2 2 2 2 2 D 0 0 -Z1 1 1 1 1 1 = +, -, - - -, -, + ;

2 2 2 2 2 1 1 1 1 следующем общем виде:

S3 : = 2 +, -, + 2 2 g(1) 0 g(1) xx xz 1 1 1 1 1 - +, +, - - -, +, +, (1) = 0 g(1) 0, (11) yy 2 2 2 2 2 1 1 1 1 g(1) 0 g(1) zx zz = 2 -, +, 2 2 где g(1) g(1) g, g(1) g, g(1) 0 и g(1) xx yy zz xz zx 1 1 1 1 1 (g и g — компоненты -тензора изолированного - -, - - -, -, +. (9) +, 2 2 2 2 2 центра [CuF4F4]6-(C4v)). В ориентации B0 Z общая матрица обменного взаимодействия и ЭЗВ, представВ зависимости от знаков параметров J(1,2), J(2,3) и J(1,3) isotr isotr isotr ленная на функциях -, оказывается такой, как 5 возможно любое взаимное расположение спиновых это показано в табл. 2. В этой таблице использованы мультиплетов. В нашем случае основным является спиобозначения новый дублет S3 = 1/2 со спиновыми функциями и (это установлено на основе теоретического анализа D = 2(J(1,2) - J(1,2)) +(J(1,3) - J(1,3)), zx xz zx xz 4 значений компонент тензора, входящего в спиновый гамильтониан (1) и описывающего угловые зависимости, Z2 = h(2), Z представленные на рис. 2). Из соотношения (6) следует, что спиновый дублет S2 = 1/2 расположен между дублеZ1 = 2h(1) - h(2) + 2h(3), Z Z Z том S3 = 1/2 и квартетом S1 = 3/2 (существенно ближе 1 к дублету S3).

h(1) = eg B0, h(2) = egB0, Z Z 2 Теперь рассмотрим изменения в структуре полученных уровней энергии, возникающие под совместным h(3) = eg B0, (12) Z влиянием анизотропной части обменного взаимодей- ствия (АОВ) и электронного зеемановского взаимодей- где B0 — индукция постоянного внешнего магнитного ствия (ЭЗВ). Представим спиновый гамильтониан (3) поля. Точно такой же вид имеет матрица этих опена собственных функциях оператора изотропного об- раторов при ориентации вектора индукции внешнего менного взаимодействия, -, определенных равен- магнитного поля B0 Z в системе координат X O Z, 5 полученной с помощью поворота осей X и Z вокруг ствами (9). Исходя из предполагаемой модели тримера оси Y на 90. В этом случае необходимо лишь подста(рис. 4), положим, что вить новые равенства для величин h(1), h(2) и h(3) Z Z Z J(1,2) P-1 · J(2,3) · P 1, anisotr 1 anisotr 1 h(1) = egB0, h(2) = eg B0, Z Z 2 (i) P-1 · (i+1) · P2, (10) h(3) = egB0. (13) Z где P1 — преобразование, переводящее пару ценСтруктура матрицы, представленной в виде табл. 2, тров (1,2) в пару (2,3), а P2 — преобразование, переявно указывает на то, что состояния крамерсовских водящее центр примесного иона i в центр иона i + дублетов S2 и S3 перемешаны в результате совмест(в (10) полагаем, что в результате объединения трех ного влияния ЭЗВ и антисимметричной части АОВ.

комплексов [Cu(i)F4F4]6-(C4v) в тример их молекуляр- Это значит, что спиновые части функций каждого из ная структура меняется мало). Учитывая, что плос- указанных состояний тримера могут быть представлены кость XOZ (рис. 4) является плоскостью симметрии в виде линейных комбинаций базовых функций -, 5 кластера, матрицу тензора (1) можно представить в у которых коэффициенты зависят от величины внешнего Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. Аномалии в магнитных свойствах кластеров примесной меди в кристаллах фтористого бария магнитного поля. Следовательно, величина зеемановско- тетрамеров меди, в которых ионы меди будут располого расщепления уровней нижнего дублета S3 должна за- жены на вершинах воображаемого квадрата. В таком висеть от величины магнитного поля нелинейно. Однако, кластере ян-теллеровские деформации в каждом из как следует из результатов работ [6,7], полученные экс- его фрагментов будут согласованы. Возможно, что в периментальные факты, связанные с зависимостью зее- исследуемых образцах содержится немалое количество этих тетрамеров. Однако анализ, подобный приведенмановских расщеплений от внешнего магнитного поля, ному выше, показывает, что методом ЭПР обнаружить статической моделью не описываются. Из статической эти кластеры очень сложно. Это связано с тем, что модели следует, что с увеличением величины внешнего их основными состояниями оказываются немагнитные магнитного поля обе компоненты g-тензора (gx и gz ) синглеты, в то время как спиновые мультиплеты с S > должны уменьшаться в отличие от настоящего случая.

Очевидно, что для описания полученных экспери- должны располагаться по шкале энергий достаточно высоко.

ментальных фактов необходима динамическая модель, учитывающая молекулярные движения тримера. Действительно, из температурных зависимостей компонент Список литературы эффективного тензора (gi; i = x, y, z ), представленных на рис. 3, ясно видно, что уже при T = 4.2K [1] В.А. Уланов, М.М. Зарипов, Е.П. Жеглов, Р.М. Еремина.

величины d(gi)/dT не равны нулю. Это означает, что ФТТ 45, 1, 71 (2003).

даже при такой низкой температуре ядерный остов [2] М.М. Зарипов, В.А. Уланов. ФТТ 31, 10, 254 (1989).

[3] I.B. Bersuker. Electronic Structure and Properties of Transition тримера находится в интенсивном движении, связанном Metal Compounds. Introduction to the Theory. Wiley, N. Y.

с туннельными и надбарьерными переходами между яма(1996).

ми АП. Поскольку в двух основных ямах АП значения [4] V.A. Ulanov, M. Krupski, S.K. Hoffmann, M.M. Zaripov.

соответствующих компонент тензора одинаковы, их J. Phys.: Condens. Matter 15, 3, 1081 (2003).

температурные изменения не могут быть объяснены [5] D. Bingham, A.N. Cormack, C.R.A. Catlow. J. Phys.: Condens.

прямыми туннельными переходами между этими ямами Matter 1, 1205 (1989).

(тем более что синхронное изменение направлений [6] В.А. Гапоненко, М.В. Еремин, Ю.В. Яблоков. ФТТ 14, 11, векторов смещений ионов меди на противоположное 3420 (1972).

направление кажется маловероятным). Наиболее вероят- [7] М.И. Белинский, Б.С. Цукерблат, А.В. Аблов. ФТТ 16, 4, ными представляются непрямые переходы между основ- 989 (1974).

[8] B.L. Silver, D. Getz. J. Chem. Phys. 61, 2, 638 (1974).

ными ямами, связанные с температурным заселением неосновных ям АП. Наши предварительные расчеты, основанные на модели авторов статьи [8], показывают, что учет температурного заселения неосновных ям АП дает возможность описать полученные в настоящей работе температурные зависимости величин gi. Однако для описания экспериментальных зависимостей величин gi от магнитного поля необходимо дополнительное предположение о том, что с ростом величины внешнего магнитного поля условия заселения неосновных ям АП становятся более благоприятными. В частности, заселенность этих ям при неизменной температуре может возрасти вследствие того, что совместное действие анизотропного обменного и электронного зеемановского взаимодействий способно существенно изменить взаимное расположение нижней группы энергетических уровней тримера, приблизив к основному уровню ряд возбужденных уровней. В эксперименте это должно проявиться в виде смещения графиков gi(T ) (рис. 3) в сторону более низких температур, что при неизменной температуре будет восприниматься как увеличение gx и уменьшение gz.

4. Заключение В заключение заметим, что по данным наших расчетов (выполненных по модели Борна-Майера) в кристалле еще более выгодным должен быть процесс образования 5 Физика твердого тела, 2005, том 47, вып.

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.