WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 11 Особенности фазовых переходов в легкоосных тетрагональных антиферромагнетиках © Г.К. Чепурных, В.С. Иваний, О.Г. Медведовская, О.А. Никитина Институт прикладной физики Академии наук Украины, 244030 Сумы, Украина (Поступила в окончательном виде 12 апреля 1999 г.) Изучены особенности фазовых переходов в магнитном поле H, параллельном легкой оси, и, в частности, показано, что характер перехода магнитной подсистемы из антиферромагнитной фазы в угловую зависит от ”знака” взаимодействия Дзялошинского. В полях выше порогового поля определены условия ориентации вектора антиферромагнетизма l в базисной плоскости. Доказано, что переход из угловой фазы в состояние, когда результирующий магнитный момент m параллелен легкой оси, происходит в поле спин-флип-перехода.

Из анализа конфигурации магнитной подсистемы при произвольной ориентации внешнего магнитного поля следует, что величина критического угла (cr), в пределах которого происходит фазовый переход первого рода, удовлетворяет условию cr 1 в случае, если константа анизотропии f в базисной плоскости порядка первой константы анизотропии b. Обычно | f | |b|, и в этом случае трикритическая точка на фазовой диаграмме Hy, Hz удовлетворяет условию Hy Hz.

Изучению ориентационных фазовых переходов, инду- Обратим внимание, что в отличие от работ [7,12] цированных внешним магнитным полем H в легкоос- в потенциале (1) перед константой Дзялошинского d ных тетрагональных антиферромагнетиках (АФМ) CoF2, выбран знак минус. При рассмотрении необходимых FeF2, MnF2, посвящено много работ (см., например, условий существования минимума потенциала (1), как соответственно [1–7], [8,9], [10–16]). Вместе с тем трак- функции переменных m,,, (см. рисунок), полутовка экспериментальных результатов и теоретические чаем систему уравнений исследования указанных АФМ вызвали определенные трудности. Кроме того, общей проблемой [17,18] для F/m = 0, F/ = 0, АФМ с взаимодействием Дзялошинского (ВД) является экспериментальное определение ”знака” ВД, что предF/ = 0, F/ = 0 (2) ставляется принципиально интересным с точки зрения микроскопической теории ВД. Согласно [17], ответ и вначале будем рассматривать случай H EMA.

на этот вопрос можно дать, определив в эксперименте Используя систему уравнений (2) и достаточные услонаправление поворота вектора антиферромагнетизма l вия существования минимума (1), находим, что в повокруг поля H в геометрии H EMA d (EMA — easy лях выше поля перехода из антиферромагнитной фазы magnetization-axis, d — постоянный вектор, величина, (l EMA), угловая фаза (cos 2 = 0, cos < 1) компонент которого характеризует величину ВД). Однако, как обращено внимание в [18], мессбауэровский эксперимент [17] на легкоосном гематите не дал однозначного результата (см. также [19]). Поэтому представляет интерес поиск других экспериментальных возможностей решения указанного вопроса.

В предлагаемой работе изучены особенности фазовых переходов при H EMA и, в частности, показано, что характер перехода между антиферромагнитной и угловой фазами зависит от ”знака” ВД. Изучена также конфигурация магнитных моментов при произвольной ориентации H относительно EMA.

Термодинамический потенциал используется в форме E b a 2 2 F =(2M0) m2+ lz -d(lxmy+lymx)+ m2+ flx ly -mH, z 2 2 Ориентация вектора антиферромагнетизма l и вектора намагниченности m при произволной ориентации внешнего магнитного поля в плоскости ZY. и — полярный и азимутальный углы l =(M1 - M2)/2M0, m =(M1 + M2)/2M0, l m, вектора l, — угол, характеризующий направление вектора m b < 0, f > 0, d > 0. в плоскости, перпендикулярной l (этот угол отсчитывается от линии пересечения указанной плоскости с плоскостью, E |b| f, EMA 0Z. (1) проходящей через ось 0Z и вектор l).

Особенности фазовых переходов в легкоосных тетрагональных антиферромагнетиках реализуется при 2d2 > fE, а фаза l EMA (cos = 0, Решение вопроса об ориентации вектора l в базисной sin 2 = 0) реализуется1 при 2d2 > fE. плоскости в полях выше порогового поля позволяет при Используя также достаточные условия, находим, что d < fE/2 получить следующее уравнение относительнаибольшее значение магнитного поля, при котором име- но угла :

ет место антиферромагнитная фаза, дается выражением 2a + b b sin 2 H2 sin2 - H2 cos2 - bE E E b HCr = HEA 1 - + d, HEA = |b|E. (3) 2E 2d2H- H2 - d2 + = 0. (5) 2d2 + fE Определяя затем поле Hp равновесного перехода между угловой и антиферромагнитной фазами, находим, Из полученного уравнения следуют состояния l EMA что при 1 разность полей и l EMA.

Отметим, что уравнение (5) получено при пренебре 1 a + b f жении членами (b/E)2H2 и если благодаря ВД и CCr - Hp = d -|b| - fE 2. (4) |b|E 2 |b| существует угловая фаза, то этот эффект крайне незначительный.

Если a + b < 0 (т. е. обычный спин-флоп-переход Из уравнения (5) для полей лабильности H1 и Hпроисходит в виде перехода первого рода [20]), то получаем следующие выражения:

HCr - Hp > 0 и, следовательно, переход между антиферромагнитной и угловой фазами является переходом пер- 2d2 + fE H1 = |b|E вого рода. Более того, если даже a + b > 0 (т. е. обычный fE спин-флоп-переход происходит в виде двух переходов второго рода [20]), то поскольку d > fE/2 и обычно d2 2d2 + f E b 1 - -, (6) |b| f E, то и в этом случае HCr - Hp > 0.

2|b|E 2 fE E Тем не менее заметим, что в принципе, если выполняется жесткое условие [(a + b)/E] 2|b|/ f > 1, то при 2d2 + fE H2 = |b|E d < dcr = |b|(a + b)/HEA имеет место переход второго f E рода.

Обратим внимание на следующее обстоятельство. На d2 2d2 + fE 2a + b 1 - +. (7) рисунке вектор m является осью вращения вектора l 2|b|E 2 fE E (то же самое имеет место и в случае с гематитом [17]) и Интервал метастабильных состояний при фазовом пеесли смотреть против направления m, то в нашем случае реходе первого рода определяется выражением вектор l повернут от оси Z по часовой стрелке. Если вращать вектор l против часовой стрелки, то в формуле H1 - H2 = |b|E (4) перед константой Дзялошинского d появится знак 3/минус и поэтому разность HCr-Hp < 0 и, следовательно, d2 2d2 + fE |a + b| 1 -. (8) переход между антиферромагнитной и угловой фазами 2|b|E fE E будет переходом второго рода.

Поле Hsp спин-флоп равновесного перехода определяТаким образом, мы видим, что, определив в экспериется выражением менте характер перехода между антиферромагнитной и угловой фазами, мы тем самым определим направление 2d2 + fE вращения вектора антиферромагнетизма l. Сказанное Hsp = |b|E fE справедливо и для случая, если в потенциале (1) вместо инварианта (a/2)m2 использовать инвариант (-a2/4)lz.

z d2 2d2 + f E a Однако при повороте вектора l от оси Z по часо 1 - +. (9) 2|b|E 2 fE E вой стрелке в формулах (4), (7), (8) работы [16] перед константой Дзялошинского d необходимо поставить Из полученных выражений для пороговых полей видзнак ”+”.

но, что при fE 2d2 происходит их существенная Заканчивая рассмотрение случая 2d2 > fE, отметим, перенормировка.

что из анализа системы уравнений (2) следует: после пе- Конфигурацию магнитной подсистемы в наклонном рехода магнитной подсистемы в угловую фазу с ростом магнитном поле (см. рис. 1) рассмотрим, следуя станмагнитного поля решение cos = 0 при cos 2 = дартному приему [15]. Используя систему уравнений существует, если m = 1, т. е. поля спин-флоп-перехода и (2) и полагая угол = /2 - 0, запишем при 0 спин-флип-перехода совпадают.

термодинамический потенциал (1) в виде 1 2 В легкоплоскостных тетрагональных антиферромагнетиках угол F = F0 + A0 + B0, (10) = /2 при любой ориентации вектора l в базисной плоскости, условия, при которых cos 2 = 0 или sin 2 = 0, приведены в [20]. где 0 — параметр порядка.

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 2046 Г.К. Чепурных, В.С. Иваний, О.Г. Медведовская, О.А. Никитина Из уравнения [13] В.В. Еременко, Н.Е. Канер, Ю.Г. Литвиненко, В.В. Шапиро.

ЖЭТФ 89, 4(10), 1289 (1985).

A = 0 (11) [14] В.В. Еременко, В.В. Шапиро. ФНТ 16, 12, 1499 (1990).

мы можем на фазовой диаграмме Hy, Hz определить [15] Г.К. Чепурных, М.И. Колесник, О.Г. Медведовская. ФТТ 36, критическую линию, на которой (и выше которой) ре8, 2289 (1994).

ализуется состояние l EMA.

[16] Г.К. Чепурных, О.Г. Медведовская, О.А. Никитина. ФТТ 38, Используя уравнение (11) и уравнение 5, 1641 (1996).

[17] В.И. Ожогин, С.С. Якимов, Р.А. Восканян, В.Я. Галицкий.

B = 0, (12) Письма в ЖЭТФ 8, 256 (1968).

[18] В.И. Ожогин. Автореф. докт. дисс. ИАЭ (1974).

можно определить трикритическую точку и, следователь[19] Р.З. Левитин, В.А. Щуров. Сб.: Физика и химия ферритов.

но, критический угол cr [21], в пределах которого имеет Изд-во МГУ, М. (1973). С. 162.

место переход первого рода между состоянием l EMA [20] Е.А. Туров. Физические свойства магнитоупругих кристаллов. М.–Л. (1963). 222 с.

и угловой фазой. Однако, несмотря на использование [21] Г.К. Чепурных. ФТТ 10, 6, 1917 (1968); М.И. Каганов, ограничения Hy Hz, полученные выражения для A и B Г.К. Чепурных. ФТТ 11, 4, 911 (1969).

оказались чрезвычайно громоздкими. Поэтому приведем выражения для A и B при дополнительном ограничении Hy ( fE + 2d2) 2a + b Hz2(2d + Hy)A = Hz2+bE-Hz +d2+dHy-, (13) E 2( fE + 2d2) 1 5a + 4b dHy B = -Hz2 - bE + Hz - d2 3 E 1 2Hz2(2d+Hy)(d-Hy) 3HyHz4(2d + Hy)+ -. (14) 3 2( fE+2d2) [2( fE + 2d2)]Из соотношений (11), (13) следует, что с ростом Hy Hz также увеличивается. Если из соотношений (11), (13) определить Hz иподставить в (14), то мыобнаружим, что B < 0 и, следовательно, имеет место область фазового перехода первого рода. Такой же вывод следует и при использовании ограничения Hy ( fE + 2d2).

Таким образом, мы видим, что при выполнении обычного условия |b| f условие для критического угла cr 1 не выполняется.

Полученные результаты необходимы при проведении экспериментальных исследований легкоосных тетрагональных антиферромагнетиков.

Список литературы [1] P.L. Richards. J. Appl. Phys. 35, 850 (1964).

[2] M.E. Lines. Phys. Rev. A137, 982 (1965).

[3] S.J. Allen, H.J. Guggenheim. Phys. Rev. 134, 950 (1971).

[4] В.Г. Шапиро, В.И. Ожогин, К.Г. Гуртовой. Изв. АН СССР.

Сер. физ. 36, 1556 (1972).

[5] К.Н. Кочарян, Е.Г. Рудашевский. Изв. АН СССР. Сер. физ.

36, 1556 (1972).

[6] Н.Ф. Харченко, В.В. Еременко, Л.И. Белый. ЖЭТФ 82, 3, 827 (1982).

[7] К.Г. Гуртовой, А.С. Лагутин, В.И. Ожогин. ЖЭТФ 83, 5(11), 1941 (1982).

[8] Ю.Г. Литвиненко, В.В. Шапиро. ФНТ 2, 233 (1976).

[9] A.R. King, V. Jaccarino, T. Sakakibara, M. Motokawa, M. Date. Phys. Rev. Lett. 47, 117 (1981).

[10] J. De Gunzbourg, J.P. Krebs. J. De Phys. 29, 1, 42 (1968).

[11] R.L. Melcher. Phys. Rev. B1, 11, 4493 (1970).

[12] В.С. Кулешов, В.А. Попов. ФТТ 15, 3, 973 (1973).

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып.




© 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.