Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃

На основе микроскопической теории рассмотрен фазовый переход между упорядоченной и частично упорядоченной фазами в гексагональном кристалле CsFeCl₃. Последняя представляет собой состояние со скрытым парамагнетизмом (СПМ), при котором обменное магнитное поле на одной из подрешеток скомпенсировано. Ис...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2005
Hauptverfasser:	Заворотнев, Ю.Д., Медведева, Л.И.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України 2005
Schriftenreihe:	Физика и техника высоких давлений
Online Zugang:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/70140
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃ / Ю.Д. Заворотнев, Л.И. Медведева // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 2. — С. 76-85. — Бібліогр.: 12 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-70140
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-701402014-10-31T03:01:34Z Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃ Заворотнев, Ю.Д. Медведева, Л.И. На основе микроскопической теории рассмотрен фазовый переход между упорядоченной и частично упорядоченной фазами в гексагональном кристалле CsFeCl₃. Последняя представляет собой состояние со скрытым парамагнетизмом (СПМ), при котором обменное магнитное поле на одной из подрешеток скомпенсировано. Исследовано влияние на СПМ магнитного поля и температуры. Показано, что частично упорядоченное состояние может объяснить аномальный ход намагниченности в CsFeCl₃. Phase transition between ordered and partially ordered phases in hexagonal CsFeCl₃ crystal has been considered within the microscopic theory. The latter phase is a state with «latent paramagnetism» (LPM) with the exchange magnetic field compensated at one of sublattices. Magnetic field and temperature effects on LPM have been investigated. It is shown that the partially ordered state can explain the anomalous run of magnetization in CsFeCl₃. 2005 Article Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃ / Ю.Д. Заворотнев, Л.И. Медведева // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 2. — С. 76-85. — Бібліогр.: 12 назв. — рос. 0868-5924 PACS: 75.30.Gw, 75.30.Kz http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/70140 ru Физика и техника высоких давлений Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
description	На основе микроскопической теории рассмотрен фазовый переход между упорядоченной и частично упорядоченной фазами в гексагональном кристалле CsFeCl₃. Последняя представляет собой состояние со скрытым парамагнетизмом (СПМ), при котором обменное магнитное поле на одной из подрешеток скомпенсировано. Исследовано влияние на СПМ магнитного поля и температуры. Показано, что частично упорядоченное состояние может объяснить аномальный ход намагниченности в CsFeCl₃.
format	Article
author	Заворотнев, Ю.Д. Медведева, Л.И.
spellingShingle	Заворотнев, Ю.Д. Медведева, Л.И. Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃ Физика и техника высоких давлений
author_facet	Заворотнев, Ю.Д. Медведева, Л.И.
author_sort	Заворотнев, Ю.Д.
title	Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃
title_short	Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃
title_full	Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃
title_fullStr	Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃
title_full_unstemmed	Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃
title_sort	влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в csfecl₃
publisher	Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України
publishDate	2005
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/70140
citation_txt	Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃ / Ю.Д. Заворотнев, Л.И. Медведева // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 2. — С. 76-85. — Бібліогр.: 12 назв. — рос.
series	Физика и техника высоких давлений
work_keys_str_mv	AT zavorotnevûd vliânievnešnihvozdejstvijnaskrytyjparamagnetizmvcsfecl3 AT medvedevali vliânievnešnihvozdejstvijnaskrytyjparamagnetizmvcsfecl3
first_indexed	2025-07-05T19:26:19Z
last_indexed	2025-07-05T19:26:19Z
_version_	1836836276349698048
fulltext	Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 76 PACS: 75.30.Gw, 75.30.Kz Ю.Д. Заворотнев, Л.И. Медведева ВЛИЯНИЕ ВНЕШНИХ ВОЗДЕЙСТВИЙ НА СКРЫТЫЙ ПАРАМАГНЕТИЗМ В CsFeCl3 Донецкий физико-технический институт им. А.А. Галкина НАН Украины ул. Р. Люксембург, 72, г. Донецк, 83114, Украина E-mail: zavorot@dpms.fti.ac.donetsk.ua Статья поступила в редакцию 22 июля 2004 года На основе микроскопической теории рассмотрен фазовый переход между упоря- доченной и частично упорядоченной фазами в гексагональном кристалле CsFeCl3. Последняя представляет собой состояние со скрытым парамагнетизмом (СПМ), при котором обменное магнитное поле на одной из подрешеток скомпенсировано. Исследовано влияние на СПМ магнитного поля и температуры. Показано, что частично упорядоченное состояние может объяснить аномальный ход намагни- ченности в CsFeCl3. Наряду с магнитоупорядоченными структурами в кристаллах существуют также частично упорядоченные магнитные состояния. Последние, в частно- сти, реализуются в кристаллах, в которых магнитоупорядочена только часть из подрешеток, эквивалентных в парамагнитной (ПМ) фазе. Остальные под- решетки и при температурах ниже температуры магнитного упорядочения остаются парамагнитными (скрытый парамагнетизм − СПМ) [1]. Обменное поле на ионах частично упорядоченных подрешеток скомпенсировано, а их средний спиновый момент в СПМ-состоянии обращается в нуль. Существование СПМ достоверно установлено только в изинговских фруст- рированных антиферромагнетиках CsCoCl3 и CsCoBr3, о чем свидетельствуют нейтронографические исследования [2,3]. Эти вещества имеют треугольную структуру, причем взаимодействие ближайших соседей носит антиферромаг- нитный (АФМ) характер, а вторых – ферромагнитный (ФМ). Конкуренцией указанных взаимодействий [2] и обусловлено то обстоятельство, что в узком интервале температур ниже критической температуры появляется частично упорядоченное состояние. В работе [1] на основе метода целого рационального базиса инвариантов были определены все возможные состояния треугольной решетки. Показано, что СПМ является одним из возможных устойчивых со- стояний такой решетки и построена фазовая диаграмма для треугольной ре- шетки в пространстве коэффициентов термодинамического потенциала. Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 77 По структуре к CsCoCl3 близко со- единение CsFeCl3 (группа симметрии 4 6hD , магнитоактивный ион − двух- валентное железо) с шестиугольной структурой в базисной плоскости [5], в котором также имеют место эф- фекты фрустрации. Магнитные ионы каждой из подрешеток образуют ме- жду собой (первые соседи) ФМ- цепочки в направлении, параллель- ном оси OZ (ось С). Взаимодействие же между подрешетками (вторые со- седи) антиферромагнитно [6]. В свя- зи с тем, что CsFeCl3 обладает одно- ионной анизотропией типа «легкая плоскость», величина которой больше внутрицепочного обменного взаимодействия, при H = 0 спонтанная намаг- ниченность и упорядочение в базисной плоскости отсутствуют [7]. При наложении вдоль главной оси кристалла CsFeCl3 магнитного поля кривая намагниченности Mz(H) (рис. 1) демонстрирует два скачка, первый из которых располагается в интервале полей [H1, H2] (где Н1 = 4 Т, Н2 = 11 Т), а второй (кру- той) – при Н3 = 33 Т [4]. Ход зависимости Мz(Н) при H1 ≤ H ≤ ≤ H2 линейный. В интервале [H2, H3] наблюдается насыщение, которое соответствует 8/3µB на один ион или 2/3 от максимально возможной намагниченности. В полях, больших H3, намагниченность максимальна Mmax = 4µB на ион [4]. Спин-гамильтониан двухвалентного иона железа с учетом количества первых и вторых соседей для CsFeCl3 в пренебрежении корреляционных слагаемых имеет вид ,0 VHH += (1) где ∑∑ µ+〉〈= l lz l lz SHgSDH B 2 0 ; ( ) (     +〉〉〈〈+〉〉〈〈−〉〈+〉〈α−= ∑⊥ xxxx l lxnxmx SSSSNSSSJV 3121 )}         〉〈−〉〈β−〉〉〈〈+ ∑ 2 1\|\|32 z l lzlzxx SNSSJSS ; D – постоянная одноионной анизотропии; J⊥, J\|\| − постоянные АФМ обмен- ного взаимодействия в базисной плоскости и ФМ − вдоль цепочки; l, m, n – номера подрешеток (l ≠ m ≠ n); H − напряженность магнитного поля, направ- ленного перпендикулярно базисной плоскости; Si − вектор спина иона i-й Рис. 1. Экспериментальная кривая за- висимости намагниченности Mz от поля H для CsFeCl3 Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 78 подрешетки, причем \|S\| = 2, по- скольку ион железа в этом соедине- нии двухвалентен; α и β − коэффи- циенты, учитывающие количество ближайших соседей; g – фактор Ланде; N – число ионов. Подобный гамильтониан был ис- следован в [8]. Показано, что при D > 0 его уровни энергии Е пред- ставляют собой два дублета и один синглет, который при H = 0 является основным состоянием. Расстояние от нижнего дублета до синглета в отсут- ствие поля равно D. Для второго дуб- лета эта величина равна 4D (сплош- ные линии на рис. 2). Если H \|\| C, то поле компенсирует одноионную анизотропию и нижайшие уровни сближа- ются. С ростом H происходит смена основного состояния (кроссовер), в ре- зультате которого нижним уровнем станет компонента дублета с Sz = −1 и намагниченность вдоль поля испытает скачок. В этом районе полей прояв- ляется корреляция между цепочками, и магнитная подсистема становится неустойчивой. Тогда в соответствии с магнитным эффектом Яна–Теллера должно происходить снятие вырождения в точке пересечения нижайших энергетических уровней. В результате, как показано в [8], возникает дву- мерное упорядочение в базисной плоскости, обусловленное АФМ-взаимо- действием между цепочками. Данный вывод был экспериментально под- твержден при исследовании CsFeCl3 методом ЯМР [9]. В этой работе для интервала полей первого кроссовера H1 < H < H2 построена фазовая диа- грамма упорядоченного магнитного состояния при разных углах θ между направлением магнитного поля и осью C. Оказалось, что с увеличением θ область стабильности упорядоченного состояния сужается, т.е. щель между нижайшими энергетическими уровнями с ростом θ увеличивается. При этом появляется достаточно сильная нелинейная зависимость энергетических уровней от поля (штриховые линии на рис. 2) и отсутствует резкое измене- ние характера основного состояния. Тогда при больших значениях θ скачки намагниченности в поле должны отсутствовать, а величина Mz будет плав- ной функцией от Н (см. рис. 1). В районе поля H3 (второй кроссовер) при θ = 0 наблюдается второй скачок Mz, который обусловлен очередной сменой ос- новного состояния при пересечении двух дублетных уровней. В результате состояние с Sz = −2 становится основным, а намагниченность – максимальной. Экспериментальное исследование энергетических уровней было проведе- но методом ЭПР в импульсных полях до 40 Т [10]. Показано, что имеется четыре значения поля, при которых наблюдается резонансное поглощение. Рис. 2. Энергетические уровни двухва- лентного иона железа Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 79 Это свидетельствует о наличии двух точек кроссовера. Однако проведенная теоретическая обработка полученных результатов [10] показала, что воз- можно только одно пересечение нижайших энергетических уровней. Такой вывод, по-видимому, обусловлен тем, что в использованном гамильтониане не была учтена анизотропия фактора орбитального сокращения и использова- лось слишком малое по модулю значение спин-орбитального взаимодействия. Расчет возможных структур треугольной решетки Для теоретического описания кристалла CsFeCl3 упростим задачу, т.е. рассмотрим треугольную структуру в базисной плоскости с сильным ФМ- взаимодействием вдоль цепочек, слабым АФМ-взаимодействием в этой плоскости и одноионной анизотропией типа «легкая плоскость». Такое при- ближение приемлемо, поскольку гексагональную решетку можно предста- вить в виде комбинации из двух треугольных подрешеток. Спин-гамильтони- ан такого соединения в приближении молекулярного поля можно записать в виде (1), положив с учетом количества ближайших соседей α = 3, а β = 2. При температурах, удовлетворяющих условию kT < D (k – постоянная Больцмана), в полях, меньших Н3, т.е. в районе первого кроссовера (рис. 2), достаточно учитывать только двухуровневую систему, состоящую из синг- лета (Sz = 0) и отрицательной компоненты дублета (Sz = −1). Соответствую- щие им одночастичные энергии имеют вид ( )±〉〈+µ−= lzl SIHgDE \|\|B 2 2 1 ( ) ( )222 \|\|B 542 2 1 〉〈+〉〈+〉〈+µ−± ⊥ nsmxlz SSISIHgD . (2) Свободная энергия записывается следующим образом: G = −kTln(z1z2z3)N, (3) где zi – статистическая сумма i-го иона (i = 1, 2, 3). Равновесные состояния опре- деляются из системы уравнений    =∂∂ =∂∂ ,0/ ,0/ iz ix SG SG (4) где i = 1, 2, 3. Отсюда имеем ( ) ( ) ( ) ( )     =−µ−+〉〈+〉〈− =〉〈+〉〈+ +〉〈+〉〈+〉〈+〉〈− ⊥ ⊥ ,01/2)2/(th4 ,0/)2/(th18 /)2/(th18 123B1\|\|1231 31221312 2133123132 FHgDSIkTFS FSSIkTF FSSIkTFSS zz xx xxxx (5) где ( ) ( )222 \|\|B 542 〉〈+〉〈+〉〈+µ−= ⊥ kxjxizijk SSISIHgDF . Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 80 Остальные четыре уравнения системы получаются путем циклической перестановки индексов 1, 2, 3. Очевидно, что первое уравнение системы (5) обращается в тождество при условии 〈S1x〉 = 0, 〈S2x〉 = −〈S3x〉. Второе уравнение определяет компоненту 〈S1z〉. Остальные уравнения позволяют найти величины 〈S2z〉, 〈S3z〉, 〈S2x〉, 〈S3x〉 как функции от температуры и поля. Возможно также решение 〈S1x〉 = 〈S2x〉 = = 〈S3x〉 = 0; 〈Siz〉 ≠ 0 (i = 1, 2, 3). Такая конфигурация соответствует ПМ- состоянию всех ионов. Кроме того, в процессе численного анализа было найдено решение 〈S2x〉 = 〈S3x〉 ≠ 〈S1x〉. Этими состояниями, по всей вероятно- сти, исчерпываются возможные конфигурации гамильтониана (1). В частно- сти, 120-градусное упорядочение невозможно, поскольку оно возникает только при учете y-составляющей обменного взаимодействия. Заметим, что упорядоченные состояния возникают не во всем интервале полей, а только вблизи пересечения уровней нулевого гамильтониана (1). В окрестности Т = 0 и районе пересечения уровней решениями этой системы будут два со- стояния с 〈S2x〉 = 〈S3x〉 ≠ 〈S1x〉 и 〈S1x〉 = 0; 〈S2x〉 = = −〈S3x〉. В обоих состояниях в магнитном поле 〈Siz〉 ≠ 0 (i = 1, 2, 3). В первом из них две подре- шетки упорядочены ферромагнитно, а третья – антиферромагнитно по отношению к первым двум (ферримагнитное – ФИМ – состояние) (рис. 3,а). Энергия парафазного состояния выше энергий СПМ- и ФИМ-состояний и поэтому в настоящей работе не рассматривается. Для характеристики второго состояния следует учесть наличие в соедине- нии CsFeCl3 обменных взаимодействий разных знаков: ФМ − между атома- ми № 2, 3, образующими цепочки, перпендикулярные базисной плоскости, и АФМ – в базисной плоскости. Поскольку при втором решении 〈S1x〉 = 0, эф- фективное обменное взаимодействие на подрешетке № 1 в базисной плоско- сти оказывается скомпенсированными (рис. 3,б). Однако вдоль цепочек по- прежнему сохраняется ФМ-взаимодействие, поэтому можно утверждать, что эффективное поле на данной подрешетке скомпенсировано частично – лишь в базисной плоскости. В таком случае кристалл должен представлять собой набор параллельных как между собой, так и главной оси кристалла АФМ- упорядоченных плоскостей, в промежутке между которыми располагаются плоскости, состоящие из ПМ-ионов. Поскольку решить аналитически систему уравнений (5) не представляет- ся возможным, ее анализ был проведен численно на ЭВМ. Вычисленная с помощью системы уравнений (5) зависимость намагни- ченности подрешеток от поля в базисной плоскости при D = 12 cm−1, J\|\| = = 1.83 cm−1, J⊥ = −0.2 cm−1, T = const показана на рис. 4. Кривые 〈S2x〉 и 〈S3x〉 а б Рис. 3. Возможные ти- пы магнитного упоря- дочения, соответствую- щие гамильтониану (1) Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 81 для СПМ-состояния симметричны относительно оси ординат. В то же время 〈S1x〉 = 0. Графики зависимостей 〈S2x〉 и 〈S3x〉 для ФИМ-состояния совпадают и не симметричны с графиком 〈S1x〉. При этом z-составляющие спинов АФ-упоря- доченных ионов состояния со скрытым ПМ линейно зависят от поля (рис. 5). Подобная зависимость при образовании ФИМ-состояния отсутствует. Рис. 4. Зависимости Six(H) (i = 1, 2, 3) при Т = 2 K для СПМ- (сплошные кривые) и ФИМ- (штриховые кривые) состояний. Номера кривых соответствуют значению i Рис. 5. Зависимости Siz(H) (i = 1, 2, 3) при Т = 2 K для СПМ-состояния. Номера кри- вых соответствуют значению i Оценка энергетической выгодности в кристалле двух возможных состоя- ний была сделана для разных температур при фиксированном значении маг- нитного поля путем вычисления величины ,GGG S −=∆ (6) где GS и G − свободные энергии СПМ-и ФИМ-состояний соответственно. Поскольку ∆G является функцией и от Н, и от T, ее график изображает по- верхность в трехмерном пространстве. Подставляя в (6) значения (3), для каждого из двух возможных состояний получаем результат, приведенный графически на рис. 6. На этом рисунке показано сечение поверхности плос- костями, параллельными плоскости ∆GОT, откуда можно определить, какое из двух состояний – ФИМ или СПМ – при данных значениях Т и Н является энергетически более выгодным. Для определения основного состояния при Т = 0 в интервале (Н1, Н2) на рис. 6 штриховой линией показано сечение по- верхности ∆GТH плоскостью ∆GОH. Поскольку на этой линии ∆G > 0, при Т = 0 энергетически более выгодно ФИМ-состояние. С ростом температуры ∆G уменьшается и становится отрицательной, указывая на энергетическую выгодность СПМ-состояния. При дальнейшем повышении температуры ∆G, пройдя через минимум, вновь становится положительной, т.е. опять стаби- лизируется ФИМ-состояние. Таким образом, с ростом температуры реализу- ется последовательность фазовых переходов: ФИМ–СПМ–ФИМ. Варьируе- мость формы кривых ∆G(Т) в разных полях отражает изменение темпера- турных диапазонов устойчивости ФИМ- и СПМ-состояний. Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 82 Расчет намагниченности треугольной решетки Согласно микроскопической теории g-факторы всех магнитных энергети- ческих уровней одинаковы. Их разная зависимость от поля определяется различными значениями квантованной величины Sz. Поскольку Sz принима- ет только целые значения, то очевидно, что скачки намагниченности, про- порциональные при Т = 0 величине –dE/dH (где Е – энергия основного со- стояния), должны быть эквидистантными. Поскольку при Н2 скачок намаг- ниченности в два раза превышает ее изменение при Н3, зависимость Mz(Н), представленная на рис. 1, аномальна и не может быть объяснена в предпо- ложении кристаллографической эквивалентности всех магнитных ионов, образующих гексагональную решетку. Аномальный характер кривой M(H) отмечен и в работе [9], где эта осо- бенность также объяснения не получила. Обсуждаемая аномалия хорошо укладывается в концепцию частично упорядоченного состояния, на что впервые было указано в работе [11] на основе положений феноменологической теории Ландау. Из этого рассмот- рения был сделан вывод, что каждый из 4 магнитоупорядоченных ионов в промежуточных полях имеет намагниченность, равную 2µB, а два парамаг- нитных − 4µB. Тогда средняя намагниченность, приходящаяся на один ион, составляет )( 3 8 6 )422(2 Bµ=++=M . Эта величина равна 2/3 от Mmax = 4µB, что соответствует экспериментально- му значению величины первого скачка намагниченности в поле (рис. 6). Отличительной особенностью первого скачка намагниченности в поле является линейный ход Mz(H) (рис. 1), который не может быть объяснен ни парафазным, ни ФИМ-состояниями. Подобную зависимость Sz(H) (см. рис. 5) имеет только пара АФМ-упорядочен- ных ионов № 2 и 3 (см. рис. 3,б). Од- нако ПМ-ион № 1 намагничивается нелинейно, что обусловлено наличием пересечения нижайших энергетиче- ских уровней. Это пересечение со- гласно магнитному аналогу теоремы Яна–Теллера, должно быть устранено. Так как среднее значение намагничен- ности в базисной плоскости для пара- магнитного иона равно нулю, единст- венным способом снятия вырождения может быть появление деформации, приводящей к изменению симметрииРис. 6. Зависимости ∆G(T, H) Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 83 лигандного поля. Расщеплению уровней может способствовать только де- формация, которая математически описывается слагаемым гамильтониана, содержащим первую степень Sx. Такие деформации могут иметь различную природу. Для описания всех этих деформаций математически вводим одну, состоящую из фиктивного отклонения октаэдра от положения равновесия. В результате того, что появляется угол ϕ между главными осями симметрии кристалла и октаэдра, в системе координат, связанной с октаэдром, поле от- клоняется под углом ϕ относительно главной оси октаэдра и, следовательно, появляется х-компонента магнитного поля. В этом случае в гамильтониане (1) слагаемое, описывающее взаимодействие ионов с магнитным полем, бу- дет иметь вид [12]: ∑ ϕ+ϕµ= i iixiiz SSHgH )sincos(B * . (7) Необходимо учесть, что фактически в этой сумме остается только одно слагаемое, соответствующее ПМ-иону. При ϕ = 0 ПМ-ион будет иметь пере- секающиеся уровни энергии, аналогичные показанным сплошными линиями на рис. 2. Отсутствие возмущения исключает возможность расщепления уровней. При ϕ ≠ 0 возникает возмущение, и вырождение в точке пересече- ния снимается (рис. 2). При произвольном значении ϕ появляются отличные от нуля Sz и Sx, соответствующие намагниченности в системе координат, связанной с октаэдром. Тогда z-составляющая намагниченности кристалла будет линейной комбинацией Sx и Sz. Процесс намагничивания должен про- исходить так, чтобы Mz в системе координат октаэдра с ростом Н менялась линейно. Численное моделирование этого процесса дало зависимость угла поворо- та φ от поля (рис. 7). Видно, что на начальном участке происходит быстрый рост угла ϕ с увеличением поля. Данный эффект объясняется тем, что при достаточно большом расстоянии между уровнями и kT, меньшим расстояния между нижайшими уровнями, величина −dE/dH ≈ 0. При этом Mz может воз- никнуть только в результате появления х-составляющей спинового момента при отклонении октаэдра от положения равновесия. В этом случае Mz(H) будет являться линейной комбинацией Sz и Sx в системе координат октаэдра, причем величины Sz и Sx будут иметь нелиней- ную зависимость от поля. В районе наибольшего сближения синглетного и дублетного уровней происходит доста- точно резкое нелинейное изменение основного состояния, приводящее к росту величины dE/dH. Сделанные Рис. 7. Поведение зависимости ϕ(Н) при Т = 2 K Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 84 расчеты показали, что этот вклад с ростом поля непрерывно увеличивается и для поддержания линейной зависимости Mz(H) необходимо уменьшение уг- ла ϕ(H). При дальнейшем росте поля изменение основного состояния вновь приближается к линейному, и вклад его в величину Mz(H) падает, что вновь влечет за собой необходимость роста ϕ(H) для поддержания линейной зави- симости Mz(H). Таким образом, показано, что при компенсации магнитным полем одно- ионной анизотропии типа «легкая плоскость» в районе смены характера ос- новного состояния (пересечение энергетических уровней Sz = 0, Sz = −1) в кристалле появляется смешанное магнитное состояние, при котором обмен- ное взаимодействие в базисной плоскости компенсируется на ионах одной из подрешеток (скрытый парамагнетизм). При этом в перпендикулярном на- правлении в магнитном поле появляется ФМ-упорядочение. СПМ-состояние можно было бы идентифицировать при помощи нейтронографии либо при измерении изменения температуры образца, находящегося изначально при Т = 4.2 K, в процессе адиабатического намагничивания. Поскольку при из- менении Н расстояние между уровнями меняется, при выполнении условия адиабатичности температура магнитной подсистемы также меняется. При этом следует учитывать, что ПМ-подсистема имеет плавный ход T(Н) [12], тогда как АФ – два излома в точках, последовательно соответствующих по- явлению и исчезновению упорядочения в базисной плоскости [7]. Между двумя этими точками температура остается постоянной. Таким образом, об- наружение на кривой T(Н) двух точек со скачком первой производной и не- линейной зависимости температуры в промежуточных полях явилось бы свидетельством наличия в кристалле скрытого парамагнетизма. 1. Ю.М. Гуфан, Е.И. Кутьин, В.Л. Лорман, А.М. Прохоров, Е.Г. Рудашевский, Письма в ЖЭТФ 46, 228 (1987). 2. M. Mekata, J. Phys. Soc. Japan 42, 76 (1977). 3. M. Mekata, K. Adachi, J. Phys. Soc. Japan 44, 806 (1978). 4. N. Suzuki, Y. Tagawa, Physica B155, 375 (1989). 5. H. Yoshizava, W. Kazukue, K. Hirakawa, J. Phys. Soc. Japan 49, 144 (1980). 6. M. Steinez, K. Kakurai, W. Knop, B. Dorner, R. Pynn, U. Happek, P. Day, G. McLeen, Solid State Commun. 38, 1179 (1981). 7. H. Fujiwara, Physica B119, 142 (1983). 8. T. Tsuneto, T. Murao, Physica 51, 186 (1971). 9. M. Chiba, S. Ueda, T. Yanagimoto, M. Toda, T. Goto, Physica B284–288, 1529 (2000). 10. M. Chiba, S. Aripin, K. Kitai, S. Mitsudo, T. Idehara, S. Ueda, M. Toda, Physica B294−295, 64 (2001). 11. Ю.Д. Заворотнев, ФТТ 41, 645 (1999). 12. F. Varret, J. Phys. Chem. Sol. 37, 257 (1976). Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 2 85 Yu.D. Zavorotnev, L.I. Medvedeva EFFECT OF EXTERNAL ACTION ON LATENT PARAMAGNETISM IN TRIGONAL COMPOUNDS Phase transition between ordered and partially ordered phases in hexagonal CsFeCl3 crystal has been considered within the microscopic theory. The latter phase is a state with «latent paramagnetism» (LPM) with the exchange magnetic field compensated at one of sublattices. Magnetic field and temperature effects on LPM have been investigated. It is shown that the partially ordered state can explain the anomalous run of magnetization in CsFeCl3. Fig. 1. Experimental curve for magnetization Mz dependence on field H for CsFeCl3 Fig. 2. Energy levels of two-valent ion of iron Fig. 3. Possible types of magnetic ordering corresponding to Hamiltonian (1) Fig. 4. Six(H) dependences (i = 1, 2, 3) for T = 2 K for LPM- (solid curves) and FIM- (dash lines) states. Curve numbers correspond to i value Fig. 5. Siz(H) dependence (i = 1, 2, 3), T = 2 K, for LPM-state. Curve numbers correspond to i value Fig. 6. ∆G(T, H) dependences Fig. 7. Behavior of ϕ(H) dependence for T = 2 K

Влияние внешних воздействий на скрытый парамагнетизм в CsFeCl₃

Institution

Ähnliche Einträge