Содержание
Глава.............................................................................1. Введение.................................................................. 4
Литература..................................................................... 7
Глава 2. Фазовая диаграмма гематита и поведение ромбоэдрических
кристаллов в магнитном ноле.............................................. 8
2.1. Фазовые состояния гематита в магнитном поле
и диаграммы фазовых переходов............................................. 9
2.2. Фазовая диаграмма высокотемпературной модификации
гематита в магнитном поле................................................... 13
2.3. Фазовая диаграмма гематита ниже точки Морина..................... 23
2.3.1 .Термодинамический потенциал и константы взаимодействия............... 23
2.3.2.Фазовая диаграмма (НУН:Т)............................................. 28
2.3.3.Фазовая диаграмма (НХН{Г)............................................. 35
2.3.4.Фазовая диаграмма (НХНУТ) ........................................... 37
2.3.5.3амечания по результатам расчетов..................................... 39
2.4. Фазовые переходы, индуцированные в ромбоэдрических кристаллах
внешним магнитным полем..................................................... 45
2.4.1 .Соединения с четырьмя магнитными подрешетками........................ 47
2.4.2.Соединения с двумя магнитными подрешетками............................ 52
2.4.3.Переход в парамагнитное состояние в магнитном поле,
направленном вдоль ромбоэдрической оси кристалла...................... 55
Литература....................................................................... 57
Глава 3. Разработка метода времени пролета в структурных исследованиях и
использование его в измерениях с импульсным магнитным полем на ИБРе 60
3.1. Первые работы по использованию метода времени пролета
в структурных исследованиях на импульсном источнике нейтронов............... 60
3.2. Методика дифракционных измерений с импульсным полем на ИБРе............. 64
3.3. Некоторые физические результаты, полученные на ИБРе................. 68
3.4. Анализ экспериментальных результатов......................... 71
3.4.1 .Отрицательный знак константы анизотропии с!........................ 71
3.4.2.Попытка связать аномальный пик с междоменным
фазовым переходом...................................................... 72
Литература....................................................................... 74
Глава 4. Развитие методов нейтронных исследований с импульсным полем 76
4.1. Временное и полевое разрешение при работе с импульсным полем............. 76
4.2. Некоторые методы изучения кинетики фазовой перестройки................ 79
4.2.1 .Метод измерения дифракции нейтронов на стационарном реакторе 80
4.2.2.Метод измерения упругого рассеяния на импульсном реакторе............. 82
4.2.3.Метод временной фокусировки при измерении кинетики
переходного процесса................................................... 83
4.2.4.Метод вращающегося монокристаллического образца....................... 85
4.3. Линейная зависимость между интенсивностью рассеяния
и структурным фактором для крупноблочных кристаллов......................... 88
4.3.1. Первая область пропорциональности между / и Б........................ 91
4.3.2. Вторая область пропорциональности между / и Р(Оо = 90°).............. 94
2
4.3.3. Границы пропорциональной зависимости. Примеры..................... 96
4.3.4.Случай монохроматического первичного пучка........................... 100
4.3.5.3аключение........................................................... 101
4.4. Дифракция нейтронов с использованием одиночных
импульсов сверхсилыюго магнитного поля..................................... 103
4.5. Дифракция нейтронов на частицах новой фазы при фазовом
переходе в монокристалле................................................... 110
4.6. Возможности использования импульсного магнитного поля
при неупругом рассеянии нейтронов........................................ 115
Литература...................................................................... 124
Глава 5. Эксперименты на реакторе ИБР-30 по дифракционному
рассеянию на зародышах нового фазового состояния.......................... 127
5.1. СНИМ-1 - Спектрометр для исследований с импульсным
магнитным полем на реакторе ИБР-30.................................... 128
5.1.1. Общие характеристики установки...................................... 128
5.1.2. Криостат азотный.................................................... 130
5.1.3. Магнитная установка................................................. 131
5.1.4. Импульсные магниты (ИБМ)............................................ 132
5.2. Результаты измерений...................................................... 136
5.3. Анализ результатов........................................................ 139
Литература...................................................................... 146
Глава 6. Более точная интерпретация результатов измерений, которые были
приведены и анализировались в главах 3 и 5................................ 147
Литература...................................................................... 161
Основные результаты и выводы.................................................. 163
Список основных публикаций по теме диссертации..................................... 166
3
Введение
История использования импульсного магнитного поля в исследованиях конденсированных сред с помощью рассеяния нейтронов берет свое начало в 1962-1963 годах, когда началось освоение метода времени пролета в дифракции тепловых нейтронов. С созданием импульсного реактора МБР (1 кВт) в ЛНФ и возникновением на этом реакторе твердотельного направления исследований, совершенно естественным было думать, что импульсный реактор может быть удобным для исследований конденсированных сред во внешних полях большой величины, т.е. в полях, которые сложно или вообще невозможно создавать в постоянном режиме. Тогда полагали что потоки тепловых нейтронов на существующих стационарных реакторах недостаточны для проведения исследований по физике твердого тела с использованием импульсного воздействия на образцы. К 1967 году мощность МБР составляла уже 6 кВт при частоте вспышек 5 с1. Однако оценки показывали, что в таком режиме реактора импульсная интенсивность все же недостаточна для проведения измерений даже в наиболее светосильной геометрии рассеяния - в дифракции на монокристаллических образцах, т.к. было почти нереально получать импульсы поля с амплитудой около 100 кЭ при частоте, сопоставимой с 5 с1. С целью достижения условий, пригодных для исследований с импульсным полем, в 1968 году был освоен так называемый “режим редких вспышек” реактора, в котором мощность оставалась прежней, но частота повторений уменьшалась в 25 раз, т.е. составляла 0.2 с . К этому же времени была создана первая импульсная магнитная установка для дифракционных измерений, ИМУ-1У и в середине 1968 года на нейтронном дифрактометре проведены дифракционные исследования изменения магнитной структуры в монокристалле гематита (а-Ре20з) в поле до 120 кЭ. В сущности, это были первые в мире времяпролетные измерения дифракции на монокристаллах на импульсном источнике нейтронов. Заметим, что в то время максимальное магнитное поле в постоянном режиме, используемое при дифракции нейтронов на стационарных реакторах, не превышало 45 кЭ. Однако почти сразу “режим редких вспышек” на реакторе был “закрыт”, - удалось провести только один десятисуточный цикл физических измерений.
К 1974 году создались условия для возобновления нейтронных исследований с импульсным полем на импульсном реакторе. Новый реактор, ИБР-30, имел уже
4
мощность около 25 кВт при частоте вспышек 3.8 - 5.2 с1. Был создай более совершенный спектрометр для дифракции с импульсным магнитным полем, СНИМ-1. Однако довольно малый импульсный поток нейтронов все же не позволял тогда рассчитывать на успешные работы с импульсным полем, превышающим 100 кЭ.. Поэтому физические измерения, выполняемые в 1974 - 1978 годах, ограничивались полем, не превышающим 90 кЭ. Наиболее физически значимые результаты свелись к наблюдению кинетики фазовой перестройки при фазовом переходе первого рода, индуцированном импульсным полем, а именно к наблюдению дифракции нейтронов на зародышах нового магнитного состояния, возникающих в монокристалле при фазовой перестройке. В этих экспериментах проявились уникальные возможности сочетания импульсного магнитного поля с дифракцией нейтронов в изучении начальной стадии фазовых переходов, когда возникающие зародыши нового фазового состояния имеют еще микроскопические размеры, порядка 100 -1000 Ангстрем.
В процессе развития работ с импульсным полем был выполнен цикл разработок, главным образом расчетно - теоретического характера, по усовершенствованию методической стороны физических исследований с нейтронами. Особенно важное значение для повышения эффективности измерений и для создания новых направлений исследований имели работы по выяснению вопроса о временном и полевом разрешении при использовании импульсного магнитного поля с дифракцией нейтронов и по разработке методов исследования кинетики фазовых переходов, включая сюда и вопрос о методе наблюдения дифракции на зародышах нового фазового состояния в монокристаллических образцах. Этот цикл работ не ограничивается использованием импульсного поля на импульсном реакторе, но включает анализ возможностей проведения таких работ на стационарных реакторах, а также разработку методов выполнения дифракционных измерений с однократными импульсами сверхсильного поля на сверхинтенсивных источниках нейтронов одноразового действия. Для повышения интенсивности рассеяния нейтронов при дифракционных исследованиях полезна работа по оптимизации условий, при которых сохраняется простая, линейная зависимость между интенсивностью и эффективным структурным фактором в измерениях с “толстыми” монокристаллами, т.е. при значительной первичной экстинкции. С созданием нового высокоинтенсивного реактора ИБР-2 и монтажем на канале этого реактора зеркального нейтроновода появилась возможность выполнения не только дифракционных исследований, но и измерений неупругого рассеяния
5
нейтронов с импульсным полем. Поэтому были предложены методы исследований изменения дисперсионных зависимостей в магнитоупорядоченных веществах при действии внешнего поля путем измерения когерентного неупругого рассеяния нейтронов.
Значительная часть наших экспериментальных работ, выполненных с импульсным полем, связана с использованием кристаллов гематита. Поэтому, начиная с 1973 года, проводились расчеты фазовой диаграммы этого вещества во внешнем магнитном поле. Хотелось бы отметить особое место, занимаемое гематитом в физике твердого тела и, особенно, в магнетизме. Трудно назвать какое-либо другое вещество, которому было бы посвящено такое большое количество специальных экспериметальных и теоретических работ. Определение магнитной структуры гематита в 1951 году [1] было одним из первых применений дифракции нейтронов к исследованиям магнитной структуры кристаллических веществ. Явление “слабого ферромагнетизма” в антиферромагнитных веществах было обнаружено [2] и получило теоретическое объяснение [3], прежде всего, благодаря этому веществу. Магнитные свойства гематита изучались, наверное, всеми экспериментальными методами, которые используются в магнетизме. Изучение многих свойств начиналось с экспериментов на гематите, а затем получало дальнейшее развитие в физике других соединений. Использовались даже такие шутливые выражения, как “гематитология” и “гематитолог”. В результате такого массированного и долговременного “наступления” физиков на это вещество, достаточно хорошо известны большинство основных параметров, характеризующих внутрикристаллические взаимодействия гематита. Казалось бы, о его свойствах известно почти все. Тем не менее, наши расчеты фазовой диаграммы в магнитном поле, на основе хорошо известных значений констант взаимодействий, выявили такие новые особенности, которые не имеют пока аналогов среди других фазовых переходов, имея в виду переходы не только магнитного характера, и поэтому могут снова привлечь внимание исследователей к гематиту, как, в некотором роде, уникальному веществу. К таким особенностям следует отнести, прежде всего, так называемую “суперкритическую” точку на фазовой диаграмме, в которой сходятся несколько линий критического характера: трикритическая линия, критическая линия фазового перехода первого рода и линия квазитройных точек, которая, в свою очередь, является линией, на которой сходятся две поверхности фазовых переходов второго рода и поверхность фазового перехода первого рода. Результаты расчетов не противоречат известным
6
экспериментам с гематитом, прежде всего, потому, что эти эксперименты проводились в магнитном поле, направленном вдоль основных кристаллографическим направлениям, а новые расчетные результаты получены в поле, представляющем собой смесь основных компонент поля, т.е. когда, например, поле направлено под углом, не равным 0° и 90° к ромбоэдрической оси симметрии кристалла.
Во второй главе представлены работы по расчету фазовой диаграммы гематита во внешнем поле, а также о поведении других кристаллов с ромбоэдрической структурой в магнитном поле.
В третьей главе описываются первые работы по измерениям структуры поликристаллических веществ методом времени пролета на импульсном реакторе ИБРе, создание первой установки для дифракционных измерений на монокристаллических образцах с изменением магнитной структуры внешним импульсным магнитным полем и использованием времяпролетной методики, некоторые физические результаты, полученные в этих измерениях.
Четвертая глава посвящена описанию развития методических основ нейтронных измерений с использованием импульсных полей и созданию новых методов исследований в этой области.
В пятой главе представлено описание нейтронного спектрометра для нейтронных исследований с импульсным магнитным полем, СНИМ-1, который был создан на реакторе МБР-30, некоторые физические результаты, полученные в измерениях с импульсным полем на этом спектрометре, связанные, главным образом, с наблюдением дифракционного рассеяния нейтронов на зародышах нового фазового состояния, возникающих при фазовом переходе первого рода.
Шестая глава написана на основании более поздних публикаций автора, чем те, которые послужили основанием для первых пяти глав. Автор решил добавить эту, шестую главу, не изменяя предшествующих глав.
Литература
1. С-БИиП, \V.Strauser, ЕЛУоІІап, РЬуБ.Кеу., у.83, 333,1951.
2. Ь.Ыее1, ИЛаиШепе!, СотрШепс!., у.234, 2172,1952.
3. И.Е.Дзялошинский, ЖЭТФ, т.32,1547, 1957.
7
Глава 2
Фазовая диаграмма гематита и поведение ромбоэдрических кристаллов в магнитном поле
Значительная часть экпериментальных работ с импульсным магнитным полем была проделана нами на монокристаллах гематита, а-БегОз. Поэтому уместно привести в начале всего настоящего изложения теоретические и рассчетныс работы, связанные с фазовой диаграммой гематита во внешнем магнитном поле. Еще в 1973 году была выполнена небольшая работа [1] по уточнению магнитных фазовых состояний гематита в магнитном поле и о возможных фазовых переходах между этими состояниями, если исходить только из характера изменения симметрии кристалла. Тогда же на основании этой работы, с использованием известных значений констант взаимодействия, были выполнены наши первые расчеты фазовой диаграммы гематита [2-4] в температурной области, включающей температуры как ниже, так и выше точки Морина (7д/ = 260 К). Расчеты имели тогда скорее качественный, чем количественный характер и не противоречили известным экспериментальным данным по гематиту. В низкотемпературной области форма фазовой диаграммы была представлена исходя даже не из конкретных численных расчетов, а только из самых простых, симметрийных соображений и имела довольно простой, не вызывающий каких-либо возражений, вид. Однако, когда через много лет нами были проделаны расчеты с помощью компьютера, как раз в низкотемпературной области выявились такие особенности в фазовой диаграмме, которые не только никто не мог ожидать в конкретном случае с гематитом, но и вообще не имели и не имеют сейчас аналогов в известных фазовых переходах каких-либо других веществ. Тогда на фазовой диаграмме появилась особая точка, названная в статье [5] 1995 года как “суперкритическая”. И наконец, в самое последнее время были проделаны расчеты фазовой диаграммы гематита ниже точки Морина, которые, по нашему мнению, являются настолько точными, насколько это возможно получить исходя из известных в настоящее время значений констант взаимодействия.
В настоящей главе:
1) Изложено основное содержание первой работы по фазовым переходам, исходя из симметрийных соображений [1];
2) Показана конфигурация фазовой диаграммы, полученная в работах 1974 года [2-4], - при этом проанализирована только высокотемпературная часть диаграммы (т.е. в области точки Морина и выше ее). Но эта часть работы имеет, в основном, лишь качественный характер, так как константы взаимодействия, определяющие поведение гематита в этой температурной области, невозможно считать хорошо известными;
3) Почти полностью приведена последняя работа [6] по фазовой диаграмме гематита ниже точки Морина, - эта часть работы проведена с гораздо большей уверенностью, так как необходимые для расчетов константы взаимодействия значительно лучше определены для гематита в известных работах.
Не будет рассматриваться конкретно работа ““Суперкритическая” точка ...” [5], так как она, в сущности, угочнена и значительно расширена в работе [6].
4) В последней части этого раздела излагается содержание работы [33] о поведении ромбоэдрических кристаллов во внешнем магнитном поле и о характере индуцированных магнитных фазовых переходов, исходя из симметрии фазовых состояний.
2.1.Фазовые состояния гематита в магнитном поле и диаграммы фазовых переходов [Г
По своей симметрии кристалл гематита относится к ромбоэдрической
сингонии, пространственная федоровская группа а = 5.42 А, а = 55° 17'.
Магнитные ионы Ре + расположены на ромбоэдрической оси в положениях 4(с) с параметром и = 0.105. В гексагональной системе расположение магнитных ионов приведено на рис.2.1, на котором показана также ромбоэдрическая элементарная ячейка с началом координат в точке пересечения осей второго и третьего порядка (осей Сг и О). При температуре ниже Тц = 950 К гематит является антиферромагнетиком. Направления магнитных моментов чередуются вдоль ромбоэдрической оси Сз по правилу (++--). Таким образом, гематит можно представить состоящим из четырех магнитных подрешеток. На рис.2.1 этим четырем подрешеткам соответствуют символы
9
Л/, А2, В{, В2, причем одинаковые буквы соответствуют одинаковым направлениям магнитных моментов. Во всех дальнейших рассмотрениях гематита будем направлять ось х прямоугольной системы координат - по одной из осей С2, а ось г - по оси Сз, -ромбоэдрической оси. Векторы ферро- и антиферромагнетизма обозначаем, как
ш = (М, + М2 +Мз + М4Х^о)_/» 1 = (М1-М2“М3+М4Х4А*0)’\ где Мо
намагниченность каждой из четырех подрешеток ионов железа при отсутствии магнитного ноля.
Рис.2.1. Расположение ионов Ре3* в гематите в гексагональной установке. Буквами А обозначены ионы с одним направлением моментов, В - с противоположным направлением. Приведена также ромбоэдрическая ячейка с началом координат в точке пересечения осей С2 и С?. Точками на оси Сз обозначены положения центров симметрии.
Исходя из симметрии кристалла, термодинамический потенциал может быть представлен суммой членов, инвариантных относительно элементов симметрии [7]:
ф = ±1* ++1т1+£.(1ту _£,» Лт2 +р(/1Шу -1утг)-(Ш„)+
+1 к+пу)' - (', - и,)), + ~ к + Ну м,-пу у к +1 к + Ну у к,-Ну у ]
(2.1)
10
Известно [8], что при температуре ниже точки Морина, Г < Тм = 260 К, ось антиферромагнетизма совпадает с осью С?. При этом осуществляется состояние симметрии (з*2хГ)> в котором lx =ly =0,lz Ф0,т=0 (в скобках указываем элементы
симметрии: ось третьего порядка, ось второго порядка, центр инверсии и четность относительно этих элементов симметрии (+ или -)).
Выше Тм вектор 1, по крайней мере, с точностью до экспериментальных ошибок, перпендикулярен ромбоэдрической оси [8]. При этом, вообще говоря, возможны два состояния:
1) Вектор 1 перпендикулярен одной из трех осей второго порядка, лежащих в базисной плоскости (мы принимаем эту выделенную ось за ось х), - этому состоянию соответствуют элементы симметрии (2*/+), при этом
1уф0,1.Ф0,тх*0,ту=тг=1х=0, причем компоненты /г и тх, обусловленные
магнитными взаимодействиями, очень малы по отношению к 1У.
2) Вектор I направлен строго по оси второго порядка, - этому состоянию соответствуют элементы симметрии (2*/+), к основной компоненте 1Х примешиваются
относительно малые и не равные нулю компоненты ту и mz.
В нескольких более ранних экспериментальных работах [9-11] утверждалось, что при комнатной температуре энергетически устойчивым является состояние (2J +). Однако, при измерении температурной зависимости амплитуды крутящего момента, когда внешнее поле вращается в базисной плоскости [12], показано, что в значительном температурном диапазоне выше Га/, включая и комнатную температуру, без магнитного поля реализуется состояние (2*/+). Во всех дальнейших рассмотрениях мы будем исходить из того, что при Г > Га/ , по крайней мере, до комнатной температуры реализуется состояние (2Х1*),
Переход (j*2* Г )=> (2* I*) (а также (з*2х Г )=> fa Г), если бы даже имел место этот
случай) при Г = Гд/ является фазовым переходом первого рода из-за наличия в термодинамическом потенциале члена третьей степени [7,13] относительно величины, обращающейся в нуль в точке перехода, а именно [(/, + ily)’ - (i\х - ily )/г.
Анализ состояний симметрии гематита при Г < Га/ приводит к следующей диаграмме фазовых переходов, связанных с изменением симметрии, в поле Ну и Hz:
11
(2’х1*)1хтт
•х—у—I
(2.2)
(3[2'ХГ )1г-0^(3:Г )1.тг
)Ыг Цр] (2;
(!*)
<2;Г)1хтутг “0“1/3*2~1*)тг
(2.3)
Аналогично для температурной области Гд/ < Г < Ты:
(2.4)
(2.5)
На диаграммах указаны неравные нулю компоненты магнитных моментов; в случае
реализующиеся уже при сколь угодно малой величине магнитного поля. “Жирными” стрелками обозначены переходы, происходящие при увеличении поля. Там, где это следует из соображений симметрии, указано, что переход является фазовым переходом первого рода.
При действии сколь угодно малого поля Ну, и ниже и выше точки Морина получаем состояние (/+). Следовательно, есть линия перехода первого рода (/+)=>(/+)в поле НУ1 исходящая непосредственно из точки Морина. Конечным состоянием при увеличении поля Ну является (?~/*), так как при этом максимальна величина спонтанного момента по оси у. Следовательно, при увеличении поля Ну в температурной области около точки Морина и выше ее должен иметь место фазовый переход (/+)=^ (2_^7+), первого или второго рода.
При Т < Га/ и Г >Тм не слишком близко к точке Нееля Ты в поле Нг также осуществляется состояние (2^/+), так как при этом максимален спонтанный момент по
оси I. При Г< Га/ в поле #г, помимо прямого перехода первого рода (з*/+ )=> {2‘Г), по крайней мере вблизи точки Морина, следует ожидать переход через промежуточное состояние: (зг+/+)=> (/+)=> (2^/+), т.е. два фазовых перехода, причем первый из них
связано с тем, что “опрокидывание” моментов около точки Морина, где величина
(/+) не равны нулю все компоненты векторов 1 и т. На втором месте слева - состояния,
первого рода, из-за наличия инварианта
в потенциале. Это
12
константы одноосной анизотропии мала, происходит в поле, величина которого мала, так что энергия взаимодействия поля со спонтанным моментом, направленным по оси г, недостаточна, чтобы скомпенсировать энергию анизотропии в базисной плоскости. Такая компенсация наступает при большем значении Н1} соответствующем второму переходу. При дальнейшем увеличении Нг как при Т < Тц, так и при Т > Тм происходит переход в состояние (з42^/+), в котором нет антиферромагнитного упорядочения. В
отличие от случая обычного коллинеарного антиферромагнетика [14], этот переход является фазовым переходом первого рода из-за наличия в потенциале инвариантного члена [(/, + ИуУ + (/* - Иу)?\п.. Поскольку величина этого инварианта мала по
сравнению с энергией обменного взаимодействия, величина скачка в значении /г должна быть весьма малой. На второй диаграмме, помимо очевидного перехода через промежуточное состояние (2^/4), в поле Н:, показан переход (/+)=> (з^2^/+). Возможность его связана с тем, что достаточно близко к 7дг “схлопываиие” моментов происходит в поле, недостаточном для полного поворота вектора 1 к оси х.
При совместном действии компонент поля Ну * о,Нг ф 0 осуществляется состояние
(/*), а при достаточно больших величинах этих компонент - состояние (2“/+).
Отметим, что рассмотренные диаграммы фазовых переходов отнюдь не исключают возможности еще и других фазовых переходов первого рода. Так, например, наличие цепочки переходов &/*)=» (гЬ&т) в поле Нг с неизбежностью приводит к
аналогичной последовательности (/♦)=> (г )=»(*;/*) переходов в конечной области совместных значений компонент Ну и Нг.
В поле Нх возможны лишь два состояния симметрии: (2*/+) и (/4). В первом из них
вектор I - в плоскости уг, а второе - с отклонением 1 от плоскости уг - может реализоваться лишь в случае изменения знака анизотропии в базисной плоскости. Если этого не происходит, в поле Нх нет фазовых переходов, связанных с изменением симметрии. Но фазовый переход (2*/4)=> (24/4) первого рода остается возможным. Такой переход, очевидно, имеет место при Т <ТМ достаточно близко к Тм, когда угол между осью г и 1 скачком увеличивается до значения, близкого (но не равного) к 900
[15,16]. То же самое происходит и при н Ф0,Н но в этом случае с состоянием
у
[Л
13
Из вышеизложенного следует, в частности, что при действии поля в плоскости ху “схлопывания” подрешеток, т.е. обращения в нуль вектора I, не происходит, как бы ни велико было поле, т.е. нет “spin-flip” фазового перехода.
2.2. Фазовая диаграмма высокотемпературной модификации гематита в магнитном поле [2-4]
Качественный вид фазовой диаграммы (НуНгТ) для гематита, полученный в 1974 году и скорректированный, показан на рис.2.2. Для удобства представления введены обозначения фазовых состояний римскими цифрами. На температурной оси, т.е. при II = 0 имеем состояния: (5*2*/+)/г = 10 и (2*/+)= IV. При этом состоянию симметрии IV
. л л 5л 7л Зл 11л
соответствуют шесть типов эквивалентных доменов: ф =—,—,—,—,---------, где 0 -
6 2 6 6 2 6
угол между проекцией вектора антиферромагнетизма I на плоскость ху и вертикальной ОСЬЮ С2 (осью х). Кроме этого угла, введем еще угол в - между вектором 1 И ОСЬЮ Сз (осью г). При температуре ниже точки Морина в магнитном поле //г, если оно еще не достигло критического значения, соответствующего спин-флоп переходу, имеем
состояние симметрии (Зг I )\1т1 = V. Ниже точки Морина в поле Ну имеем состояние (/*) = /, в котором все компоненты векторов 1 и ш не равны нулю.
Состояния / и // одинаковы по симметрии, но отличаются направлениями векторов 1 и ш. При достаточно больших значениях компонент поля Ну и (или) Нг реализуется состояние (2“/+)лтутг е II. Как следует из некоторых экспериментальных работ, это
же состояние II реализуется в гематите и без магнитного поля в высокотемпературной области, но в этом случае, при Н = 0, ему соответствует шесть типов эквивалентных л 2л 4л 5л
доменов: ф = 0,--,——,—. Особые точки на фазовой диаграмме обозначены, как 3 3 3 3
О,. Известная точка Морина при 260 К обозначена на рис.2.2 как 7л/, а точка фазового перехода первого рода между состояниями IV и II обозначена как Tjv.ii• Границы метастабилыюсти фазовых состояний обозначаются условно тонкими линиями и температурными точками Г/.
14
- Київ+380960830922