РАЗДЕЛ 2
СОСТОЯНИЯ АНТИФЕРРОМАГНЕТИКОВ С ПРЕОБЛАДАЮЩИМ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕМ ДЗЯЛОШИНСКОГО
2.1. Влияние симметрии взаимодействия Дзялошинского на состояния
антиферромагнетиков в магнитном поле
Изучению физических свойств магнитоупорядоченных кристаллов, в том числе и
антиферромагнетиков различной симметрии, по-прежнему уделяется большое внимание
(см., например, [79-88]). Антиферромагнетизм, как и ферромагнетизм представляет
собой коллективное свойство системы, состоящей из большого числа электронов в
кристалле. Следовательно, при построении последовательной квантовомеханической
теории этих явлений возникают существенные трудности, характерные для каждой
многоэлектронной теории. Существующие в настоящее время микроскопические теории
ферромагнетизма и антиферромагнетизма хотя и основываются на грубых упрощающих
модельных предположениях, тем не менее, эти модели позволяют достаточно хорошо
понять качественную сторону происходящих процессов. Ферромагнетизм и
антиферромагнетизм встречаются не только в чистых элементах, но также во многих
самых разнообразных соединениях и сплавах с участием этих элементов. При этом
конкретный механизм обменного взаимодействия, приводящего к упорядоченному
расположению в кристалле спиновых магнитных моментов атомов, может быть самым
различным. Здесь может иметь место и непосредственное обменное взаимодействие
между электронами внутренних незаполненных оболочек соседних магнитных атомов,
и различные типы косвенного обменного взаимодействия с активным участием
электронов валентных оболочек немагнитных атомов, а также и самих магнитных
атомов. Обменное взаимодействие между магнитными атомами в металлах и сплавах
может осуществляться через коллективизированные электроны проводимости. Однако,
независимо от своей природы, обменные силы всегда имеют существенные для теории
общие черты. Это их изотропный характер и быстрое убывание с расстоянием.
Микроскопическое модельное рассмотрение различных магнитных взаимодействий
показало, что в большинстве случаев существенное значение для магнитной
кристаллографической анизотропии имеет спин – орбитальное взаимодействие. Оно
связывает направления спиновых магнитных моментов атомов посредством их
орбитальных состояний с соответствующими осями кристаллической решетки. Но
какова бы ни была микроскопическая природа сил магнитной анизотропии, характер
их макроскопического проявления в кристалле определяется, главным образом,
типом симметрии кристаллической решетки. И это обстоятельство проявляется при
экспериментальном и теоретическом изучении тетрагональных антиферромагнетиков.
Поскольку, как уже обращалось внимание ранее, при построении последовательной
квантовомеханической теории ферро-, антиферромагнетизма возникают трудности
характерные для любой многоэлектронной теории, то широкое применение нашел
феноменологический метод, основанный на использовании термодинамических
потенциалов типа (1.20). Однако и здесь возникли проблемы, связанные с выбором
и определением параметров анизотропии. Для определения этих трудностей путем
использования конкретных термодинамических потенциалов строятся магнитные
фазовые диаграммы, изучаются полевые и температурные зависимости физических
характеристик, и из сравнения найденных теоретических и экспериментальных
данных уточняются выражения для термодинамических потенциалов. В частности, в
термодинамическом потенциале для антиферромагнетиков с учетом взаимодействия
Дзялошинского независимо от того является ли это взаимодействие инвариантным
относительно поворота магнитной подсистемы в базисной плоскости или нет, вместо
инварианта чаще используются инварианты четвертого порядка. Так для кристалла б
– Fe2O3 предлагалось использовать один обменнорелятивистский и два чисто
релятивистских и инварианта. Однако наибольшее применение нашел все-таки
инвариант .
Учитывая все это, термодинамический потенциал тетрагонального
антиферромагнетика запишем в форме [89]
, (2.1)
где , - ферро- и антиферромагнитные векторы, М1 и М2 – намагниченности
подрешеток, 2М0 – величина размерности «Гс», Е – параметр обменного
взаимодействия, d- параметр взаимодействия Дзялошинского, b и а2 – параметры
одноосной анизотропии, f - параметр анизотропии в базисной плоскости, Н –
внешнее магнитное поле. Согласно выбранной форме записи все эти параметры
являются эффективными магнитными полями. Кроме того, выполняются условия . Ось
Z¦C4, а оси X и Y направлены вдоль ребер базисного квадрата. Поскольку
намагниченности подрешеток М1 и М2 не зависят от величины магнитного поля, то
выполняется условие . На векторы m и l наложим также условие связи
m2+l2=1. (2.2)
Минимизация термодинамического потенциала (2.1) при Н=0 дает следующие три
типа состояний (см. рис. 2.1)
I sin и = 0, m = 0, если b < 0; (2.2)
II cos и = 0, sin 2ц = 0, , если b > 0, ; (2.3)
III cos и = 0, cos 2ц = 0, m = 0, если b > 0, . (2.4)
Состояние I, в котором вектор l¦EMA¦OZ, является антиферромагнитным, а
состояния II и III, в которых вектор l, называют слабоферромагнитными.
Напомним, что ЕМА – ось легчайшего намагничивания. Исследования состояний II и
III в магнитном поле Н приведены в [89]. В предлагаемой работе внимание уделено
именно состоянию I и необходимо учитывать, что из экспериментальных и
теоретических исследований антиферромагнетиков (АФМ) следует, что
взаимодействие Дзялошинского (ВД), объясняющее существование слабого
ферромагнетизма в легкоплоскостных АФМ, существенно влияет на поведение
магнитной подсистемы и в легкоосных АФМ во внешнем магнитном поле. Имеются АФМ,
в кото
- Київ+380960830922