Магнитные свойства неупорядоченных магнетиков - спиновых и дипольных стекол

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА I НЕУПОРЯДОЧЕННЫЕ МАГНЕТИКИ И СИСТЕМЫ ИХ МОДЕЛИРУЮЩИЕ
1.1 Спиновые стекла
1.2 Типы спиновых стекол
1.2.1 Спиновые стекла с флуктуациями обменного взаимодействия
1.2.2 Дипольные стекла
1.2.3 Спиновые стекла со случайной анизотропией
1.2.4 Спиновое поле, индуцированное внешним магнитным полем.
1.3 Свойства спиновых стекол
1.3.1 Магнитная восприимчивость
1.3.2. Магнитная вязкость
1.3.3 Фазовые диаграммы дипольных спиновых стекол
1.4. Моделирование теории спиновых стекол
1.4.1 Результаты расчета и их обсуждение
1.5 Спиновые стекла системы Сб|.х2пхСг28е4
1.5.1. Остаточная намагниченность спиновых стекол системы Сс1|.х2пхСг28е4
1.5.2. Зависимость остаточной намагниченности от намагничивающего поля и закон релаксации спиновых стекол системы Сё|.х2пхСг28е4
1.6 Магнитные свойства монокристаллов системы Сс1|.х2пхСг28е4
1.7 Магнитные жидкости как модель дипольного стекла
1.7.1 Исследование магнитных свойств магнитных жидкостей.
1.8 Заключение главы 1
ГЛАВА II МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ НЕУПОРЯДОЧЕННЫХ МАГНЕТИКОВ
2.1. Измерение магнитострикции при помощи пленочного
микротензодатчика
2.1.1. Технология изготовления пленочного микротензодатчика и его характеристики
2.1.2. Измерение сопротивления тензодатчика. Погрешности измерений
2.2. Импульсно-стробоскопическая методика измерения релаксации намагниченности
2.2.1. Низкотемпературный магнитометр с вращающимся образцом
2.2.2. Методика измерения магнитного момента
2.3. Методика измерений электронного парамагнитного резонанса
2.3.1. Низкотемпературная система термостабилизации
2.3.2. Образцы и их приготовление
2.4. Методика измерения динамической магнитной восприимчивости
2.5. Заключение главы II
ГЛАВА III НЕУПОРЯДОЧЕННЫЕ МАГНЕТИКИ С ДИПОЛЫ1ЫМ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕМ
3.1. Качественная теория фазового перехода в плоской системе
диполей на квадратной решетке
3.1.1. Парная корреляционная функция плоской системы диполей на квадратной решетке
3.1.2. Выбор модельного гамильтониана
3.1.3. Термодинамика системы 20-диполей с короткодействием
3.2. Температурная зависимость динамической магнитной восприимчивости магнитных жидкостей
3.3. Критическое поведение магнитных жидкостей вблизи температуры перехода
3.4. Динамические свойства магнитных жидкостей и
неэргодичность этих жидкостей
3.5. Измерение температуры эффективной блокировки броуновского движения в магнитных жидкостях при помощи 189 ЭПР-спектроскопии
3.6. Зависимость магнитной восприимчивости магнитных жидкостей от дисперсионной среды и концентрации ] 93 дисперсной фазы
3.7. Заключение главы III. 195
ГЛАВА IV МАГНИТОСТРИКЦИЯ МОНОКРИСТАЛЛОВ ! 99
СИСТЕМЫ С(11хгпхСг28е4
4.1. Магнитная структура монокристаллов системы Сб].х2пх Сг> 8е4
201
и ее исследование
4.1.1 Антиферромагнетики системы Сс1|.ч7пх Сг2 8е4 203
4.2. Результаты исследования магнитострикции ферромагнетиков системы Сс1|.х2пхСг2 8е4
4.2.1. Обменная стрикция, спиновая изотропная корреляционная функция
4.2.2. Одноионная стрикция. Зависимость от направления намагниченности
4.3. Исследование спиральных антиферромагнетиков системы Сс1|_х2пх Сг2 8е4
4.3.1. Магнитострикция спиральных антиферромагнетиков системы Сс1|.х2пх Сг2 Бе4
4.3.2. Динамика доменной структуры спирального антиферромагнетика
4.4. Заключение главы IV. 249 ГЛАВА V МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС В МОНОКРИСТАЛЛАХ
252
СИСТЕМЫ Сс1,.х2пк Сг2 8е4
5.1. Магнитный резонанс в неупорядоченных магнетиках 252
206
206
216
222
222
236
4
5.2. Температурные зависимости ширины линии магнитного
260
резонанса
5.2.1. Зависимость ширины линии магнитного резонанса от формы ^ и качества обработки образцов.
5.2.2. Зависимость ширины линии магнитного резонанса от легирования и изоморфного замещения Сс1 на Zn в монокристаллах 265 системы СЛ\.хХпх Сг2 8е4.
5.3. Температурные зависимости величины резонансного поля 279
5.3.1. Зависимость резонансного поля от формы и качества обработки образцов.
5.3.2. Исследования температурных зависимостей резонансного ^ поля в спиновых стеклах
5.3.3. Исследования температурных зависимостей резонансного
289
поля в антиферромагнетиках
5.3.4. Исследования температурных зависимостей резонансного ^ поля в ферромагнетиках
5.4. Фазовая диаграмма монокристаллов системы Сс1і.х2пхСг28е4 300
5.4.1. Построение фазовой диаграммы для возвратных ^ антиферромагнетиков
5.4.2. Построение фазовой диаграммы для возвратных ^ ферромагнетиков
5.5. Заключение главы V, 308 ГЛАВА VI ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ОБОСНОВАНИЕ ПРИРОДЫ
АНОМАЛЬНОГО СДВИГА РЕЗОНАНСНОГО ПОЛЯ В 311 МОНОКРИСТАЛЛАХ СИСТЕМЫ Сс1,.хХпх Сг2 8е4
6.1 Заключение главы VI, 316
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ РАБОТЫ. 317
СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ. 320
ПРИЛОЖЕНИЯ. 336
5
ВВЕДЕНИЕ
ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Актуальность темы. Неупорядоченные магнетики находятся в стадии интенсивного изучения. Термодинамическое описание неупорядоченных магнетиков, в настоящее время, находится в стадии развития. Примером неупорядоченного магнетика может служить спиновое стекло. На международных конференциях по магнетизму до 30 % докладов посвящены вопросам, так или иначе связанным с неупорядоченными магнетиками т.е. со спиновыми стеклами. Теория реальных стекол с конечным радиусом взаимодействия еще не построена, и проблема спинового стекла еще очень далека от завершения. В настоящее время пройден этап, в результате которого возникла картина спинового стекла как принципиально нового физического состояния. Исследования неупорядоченных магнетиков тесно связаны с развитием теории неэргодичных и неравновесных систем, а также с такими новыми, интенсивно развивающимися областями физики, как моделирование ассоциативной памяти и высокотемпературная сверхпроводимость. В классическом спиновом стекле направления спинов фиксированы («заморожены») вдоль направления, которое хаотично изменяется при переходе от спина к спину [1]. При этом отсутствует дальнее ферро- или антиферромагнитное упорядочение даже в среднем на расстояниях вплоть до расстояния между спинами. Оказалось, что такие магнитные системы не описываются при помощи стандартной теории среднего поля, так как величина флуктуаций эффективного среднего поля превышает само среднее поле [2]. Спиновое стекло существенно неравновесная система с гигантским числом метастабильных состояний. При переходе из одного метастабильного состояния в другое спиновая конфигурация системы может изменяться существенным образом, что приводит к значительным флуктуациям эффективного среднего поля. Спектр времен
6
релаксации в спиновых стеклах квазинеирерывен и аномально широк (от
о ^
10' сек. до 10 сек. и более). Наличие квазинепрерывного спектра со столь большими временами релаксации приводит к тому, что система остается неравновесной при любых реально достижимых временах в эксперименте, т.е. является неэргодичной. Поэтому, спиновые стекла не удается описать при помощи стандартных методов статистической физики. Магнитный резонанс в спиновых стеклах исследовался авторами многих работ [3-12]. Для множества спиновых стекол различных классов было установлено, что при понижении температуры и при постоянной частоте со микроволнового излучения наблюдается аномальное уменьшение величины поля Я/е магнитного резонанса на величину Я, (где Я/ - некоторое внутреннее эффективное поле). Таким образом, Я/? = со/у-Я/, где у - гиромагнитное отношение, причем, величина Н; всегда положительна и не зависит от ориентации образца по отношению к внешнему магнитному полю. До настоящего времени не существует удовлетворительного объяснения природы этого явления. Можно было бы предположить, что внешнее магнитное поле индуцирует в спиновом стекле однонаправленную анизотропию. Это было бы возможно при достаточно больших значениях параметра взаимодействия Дзялошинского - Мория [3,4]. Однонаправленная анизотропия в таких спиновых стеклах наблюдается при температурах ниже температуры перехода Т& в состояние спинового стекла после охлаждения во внешнем магнитном поле. Однако при температурах выше Тх однонаправленная анизотропия отсутствует и не во всех спиновых стеклах взаимодействие Дзялошинского - Мория достаточно велико. В спиновых стеклах сдвиг резонансного поля сопровождается значительным уширением линии поглощения [5]. Сдвиг линии поглощения можно было бы объяснить так называемым динамическим сдвигом, связанным с дипольным уширением линии поглощения. Часто уширение линии поглощения связывают с
7
дипольным взаимодействием спинов в спиновом стекле. Однако, энергия диполь - дипольного взаимодействия между спинами, упорядоченными в узлах простой кубической решетки, точно равна нулю при взаимно параллельной ориентации спинов и относительно мала при их хаотической ориентации. Поэтому, интересно было бы исследовать магнитный резонанс в спиновых стеклах, в которых спины упорядочены в узлах простой кубической решетки. Такими спиновыми стеклами являются монокристаллы системы Сс1|.х2пхСг28е4 при х ~ 0,4. Взаимодействие Дзялошинского - Мория в этих монокристаллах не является существенным, а величину энергии их магнитокристаллической анизотропии можно изменять в широких пределах 103"Н05 эрг-см '3 при их легировании серебром в пределах 0^-5 мол. %. Таким образом можно проследить влияние магнитокристаллической анизотропии на ширину и сдвиг линии магнитного резонанса в спиновых стеклах. Заметим, что локализованные магнитные моменты ионов Сг3т в монокристаллах системы Сс1|.х2пхСг28е4 расположены строго периодично в узлах кубической решетки. Таким образом спиновые стекла системы Сё1.х2пхСг28е4 соответствуют наиболее простой теоретической модели случайных взаимодействий, а не модели случайных позиций, которой соответствуют, например, сплавы 3 — <3 металлов. Монокристаллы системы Сс1|.х2пхСг28е4 очень удобны и интересны в исследовании, т.к. в зависимости от концентрации х они могут быть ферро- или антиферромагнетиками. В работе так же рассмотрено экспериментальное исследование магнитострикции и процессов переориентации доменной структуры в ферро - и спиральных антиферромагнетиках системы Сс11.х2пхСг28е4. Особо следует отметить, что при исследовании физических свойств спиральных антиферромагнетиков (АФМ) необходимо было учитывать, что они не являются однодоменными. Обычно АФМ разбиты на домены - макроскопические области, отличающиеся направлением вектора антиферромагнетизма.
Доменная структура АФМ проявляется при исследовании антиферромагнитного резонанса, магнитострикции, и на зависимости магнитного момента образца от величины внешнего магнитного поля. Доменная структура антиферромагнетиков (ДСА) изучена мало. Это обусловлено экспериментальными трудностями при исследовании доменной структуры в АФМ, в которых магнитный момент каждого домена равен нулю. Поэтому для АФМ не пригодны многие традиционные методы, применяемые для исследования доменной структуры в ферромагнетиках. При исследовании ДСА прямыми методами требуются длительные экспозиции. Эти методы весьма трудоемки особенно при проведении исследований при криогенных температурах. Для таких методов исследования требуются специально подготовленные образцы. В таких образцах часто бывает существенным взаимодействие доменных стенок с поверхностью. Обычно удается визуализировать только достаточно крупные домены в АФМ, поэтому прямыми методами приходится изучать специально подготовленные образцы с достаточно малым количеством дефектов. Тем не менее авторами [13-16] доказано наличие ДСА в различных антиферромагнетиках. Более того, доказана непосредственная связь ДСА с дефектами в кристаллах [13, 17].
Для выявления общих закономерностей поведения ДСА необходимо
проведение экспериментов в широких диапазонах температур и внешних
магнитных полей на образцах с различными параметрами АФМ
структуры. В связи с этим актуальной является задача разработки
методов исследования ДСА, удобных для проведения серийных
измерений и позволяющих исследовать динамику ДСА. Оказалось, что
удобным методом исследования динамики ДСА является метод,
основанный на измерении магнитострикции. Действительно, из-за
наличия спонтанной магнитострикции постоянные решетки вдоль
вектора антиферромагнетизма и перпендикулярно к нему, вообще
9
говоря, различны. Поэтому изменение направления вектора антиферромагнетизма обычно сопровождается стрикцией. Удобным объектом для исследования являются антиферромагнетики системы Сё1.х2пхСг28е4 которые являются спиральными при концентрации х > 0,5. Параметры спиральной АФМ структуры плавно изменяются при изоморфном замещении Ъъ на Сс1.
Интересными представителями неупорядоченных магнетиков являются
системы, в которых основными являются диполь-дипольные взаимодействия.
Свойства неупорядоченных дипольных систем можно промоделировать,
изучая так называемые магнитные жидкости - устойчивые ультрадисперсные
коллоиды однодоменных частиц размером порядка 10'6см. Средняя энергия
диполь-дипольного взаимодействия между частицами в магнитных
жидкостях сравнима с энергией их теплового движения при комнатных
температурах. Поэтому можно ожидать, что в таких системах уже при
комнатных температурах может наблюдаться переход в неупорядоченное
состояние дипольного стекла, аналогичное спиновому стеклу. В таких
магнитных жидкостях в упорядоченной системе цепочек диполей неизбежна
спонтанная хаотизация направлений этих диполей при сколь угодно малой
концентрации дефектов в цепочках. Оказалось, что обычный ферро- или
антиферромагнитный порядок не возникает даже в некоторых идеальных
упорядоченных дипольных системах. Результаты численного моделирования
[18] свидетельствуют о наличии в системе большого числа метастабильных
вихревых конфигураций, разделенных энергетическими барьерами.
Аналогичные результаты были получены и для системы диполей,
расположенных в узлах ромбической решетки [19]. Для дипольных систем
характерно сильное вырождение основного состояния, а при конечных
температурах наблюдается широкий спектр метастабильных состояний,
соответствующих различным вихревым конфигурациям. В неупорядоченных
дипольных системах будут наблюдаться аналогичное вырождение основного
состояния, неупорядоченность при конечных температурах, широкий спектр
10
метастабильных состояний, т.е. свойства, характерные для неупорядоченных магнетиков, таких, как спиновые стекла.
В связи с вышесказанным можно надеяться, что исследование, монокристаллов системы Сс1|.х2пхСг28е4 и неупорядоченных магнетиков с преобладающем диполь-дипольным взаимодействием, позволит получить результаты, выходящие за рамки этих систем и продвинуться в понимании природы аномального сдвига и уширения линии магнитного резонанса в спиновых стеклах, что существенно для понимания природы перехода в состояние спинового стекла.
Цель работы состоит: в экспериментальном исследовании свойств спиновых стекол и магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках системы Сс1).х2пхСг28е4, в рассмотрении основных экспериментальных результатов и новых теоретических идей основы теоретического описания неэргидического состояния неупорядоченных систем. При этом решались следующие основные задачи:
1. Создать установку на базе ЭПР спектрометра X - диапазона для низкотемпературных исследований магнитного резонанса в монокристаллах системы Сс11.х2пхСг28е4 и магнитных жидкостей. Применить методику измерения магнитострикции на образцах малого размера для криогенных температур.
2. Получить температурные зависимости ширины и положения линии магнитного резонанса в спиновых стеклах, а также неупорядоченных ферро- и антиферромагнетиках системы Сё^ПхС^е.*.
3. Рассмотреть влияние величины энергии магнитокристаллической анизотропии на ширину и положение линии магнитного резонанса в монокристаллах системы Сс1|.х2пхСг28е4.
4. Построить на основе анализа экспериментальных данных теоретическую модель, позволяющую оценить порядок величины аномального сдвига линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках.
11
5. Рассмотреть термодинамику двумерной упорядоченной дипольной системы на квадратной решетке, чтобы проиллюстрировать специфику дипольных взаимодействий в дипольном стекле.
6. Получить результаты экспериментальных исследований реальных дипольных систем - магнитных жидкостей.
7. Рассмотреть влияние магнитострикции в монокристаллах системы Сё1.х2пхСг28с4 при различных температурах и концентрациях л: на природу аномального сдвига резонансного поля в неупорядоченных магнетиках.
Научная новизна работы определяется тем, что в ней впервые:
• получены температурные зависимости положения и ширины линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках системы Сс1|.х2пхСг28е4 и обнаружены аномальный сдвиг и уширение линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках этой системы
• рассмотрено влияние энергии магнитокристаллической анизотропии на ширину и положение линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках
• в результате анализа экспериментальных результатов на основе гидродинамической теории спиновых волн в неупорядоченных магнетиках построена модель, объясняющая природу аномального сдвига линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках
• показана принципиальная возможность построения фазовых диаграмм для неупорядоченных магнетиков при помощи измерений магнитного резонанса в этих магнетиках
• построена теоретическая модель позволяющая оценить порядок величины аномального сдвига линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках.
• экспериментально определены магнитные свойства магнитных жидкостей. Обнаружен переход этих жидкостей из парамагнитного в неупорядоченное состояние
12
• проведено теоретическое рассмотрение свойств магнитных жидкостей, которое оказывается существенно более сложным, чем анализ твердых дипольных систем из-за наличия трансляционных степеней свободы.
• экспериментально исследована магнитострикция монокристаллов системы Сс1|.х2пхСг28е4 при различных температурах и величинах внешних магнитных полей
• рассмотрено влияние магнитострикции в монокристаллах системы Сс1|.х7пхСг28е4 при различных температурах и концентрациях х на природу аномального сдвига резонансного поля в неупорядоченных магнетиках.
Практическая значимость. Получена информация о высокочастотных свойствах неупорядоченных ферро- и антиферромагнетиков, а также спиновых стекол системы Сб|.х7л1хСг28е4. Полученные результаты выходят за рамки исследованной системы и позволяют объяснить аномальный сдвиг линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках, что важно для понимания природы перехода в состояние спинового стекла. Предложен способ построения фазовой диаграммы для неупорядоченных магнетиков при помощи измерений магнитного резонанса. Этот способ может быть применен к другим неупорядоченным магнетикам. Полученные результаты развивают представления о природе доменной структуры в АФМ. Развита методика исследования динамики доменной структуры антиферромагнетика. Достоверность полученных в диссертации результатов подтверждается использованием современных апробированных и общепризнанных методов исследования, воспроизводимостью результатов, полученных традиционными и разработанными автором способами, проверкой их
13
независимыми методами исследования, сравнением с научными данными из литературы. Достоверность экспериментальной части работы основана на применении научно-обоснованных методик и методов исследования, использовании современного исследовательского оборудования и ЭВМ, привлечение взаимодополняющих методов исследования. Достоверность теоретических положений и выводов подтверждается хорошим совпадением теоретических расчетов с экспериментальными результатами.
Основные положения, выносимые на защиту:
1. Обнаружены аномальное уширение и сдвиг линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках системы Сб1^пхСг28е4, в которых взаимодействие Дзялошинского - Мория не является существенным.
2. Экспериментально показано, что аномальный сдвиг и уширение линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках системы Сс1|_х2пхСг28е4 не связаны с величиной энергии их магнитокристаллической анизотропии.
3. Показано, что аномальный сдвиг линии магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках системы С(1].х7пхСг28е4 связан с неколлинеарностью спинов в этих магнетиках.
4. На основе гидродинамической теории спиновых волн в неупорядоченных магнетиках построена модель, позволяющая объяснить аномальный сдвиг линии магнитного резонанса в этих магнетиках и оценить порядок величины этого сдвига.
5. Предложен способ построения фазовой диаграммы для возвратных
неупорядоченных магнетиков. В случае возвратных ферромагнетиков
способ основан на наблюдении магнитостатических мод, которые
возбуждаются в ферромагнитной пластинке при температурах
существования ферромагнитного порядка и не возбуждаются в
спиновых стеклах ниже температуры возвратного перехода. На
14
примере системы СЛ\.^пхСтг^4 показано, что при помощи этого способа можно зафиксировать возвратный переход из неупорядоченного в упорядоченное состояние. При этом получаются результаты, согласующиеся с измерениями температурных зависимостей динамической магнитной восприимчивости.
6. Создана криогенная система для стабилизации температуры образца, помещенного в прямоугольный резонатор ЭГ1Р спектрометра X -диапазона. При помощи этой системы температуру образца можно стабилизировать в диапазоне 4,2 * 300 К при этом стенки резонатора и волновода не охлаждаются, что выгодно отличает эту систему термостабилизации от известных аналогов и делает ее более экономичной по затратам жидкого гелия. Образец можно поворачивать в процессе эксперимента относительно оси, перпендикулярной к внешнему магнитному полю.
7. Показано, что в неупорядоченных магнетиках с диполь-дипольным взаимодействием в системе цепочек диполей неизбежна спонтанная хаотизация направлений этих диполей при малых концентрациях дефектов в цепочках. Обычный ферро- или антиферромагнитный порядок не возникает даже в идеальных упорядоченных дипольных системах.
8. Численным моделированием показано наличие в диполь-дипольной системе большого числа метастабильных вихревых конфигураций, разделенных энергетическими барьерами. Для дипольных систем характерно сильное вырождение основного состояния, а при конечных температурах наблюдается широкий спектр метастабильных состояний, соответствующих различным вихревым конфигурациям.
9. В неупорядоченных дипольных системах обнаружено вырождение основного состояния, неупорядоченность при конечных температурах, широкий спектр метастабильных состояний, характерных для неупорядоченных магнетиков, таких, как спиновые стекла.
15
10. Экспериментально показано влияние магнитострикции в монокристаллах системы Cd|.xZnxCr2Se4 на природу аномального сдвига резонансного поля в неупорядоченных магнетиках.
Личный вклад автора в диссертационную работу. Автором лично осуществлены постановка задач, формирование научного направления, и непосредственное участие в их решении на всех этапах работы; это позволило разработать основные экспериментальные методики, провести анализ полученных результатов, предложить и обосновать модели и механизмы изучаемых явлений. Автор лично участвовал в непосредственном проведении экспериментальной части работы, обобщении полученных результатов, разработке теоретических положений и моделей.
Апробация работы. Основные положения и результаты работы докладывались, обсуждались и получили положительную оценку на следующих всесоюзных, всероссийских и международных конференциях: 5-я Всесоюзная конференция по магнитным жидкостям г. Плес, 1988 г.; 18-я Всесоюзная конференция по физике магнитных явлений г. Калинин, 1988 г.; 4-е Всесоюзное совещание по физике магнитных жидкостей г. Душанбе, 1988 г.; 2-я Всесоюзная школа - семинар "Взаимодействие электромагнитных волн с полимерами и полупроводниками, диэлектрическими структурами", г. Саратов, 1988 г.; V Международной конференции по магнитным жидкостям г. Рига, 1989 г.; 5-е Всесоюзное совещание по физике магнитных жидкостей г. Пермь, 1990 г.; Eighth international confer, on tern, and multinary compounds Kishinev 1990 г.; 10-я Всесоюзная научная конференция
"Физические процессы горного производства" г. Москва, МГИ, 1991 г.; 9-я Всесоюзная конференция по физике магнитных явлений г. Ташкент, 1991 г.; Европейская конференция по магнитным материалам и их применению Словения, Кошице, 1993 г.; Научно-методическая конференция г. Тольятти, ТФСГПИ, 1993 г.; Научная конференция, докторантов, аспирантов и соискателей ученых степеней. ТФ СГПУ, - Тольятти, 1997 г.; Актуальные
16
соискателей ученых степеней. ТФ СГПУ, - Тольятти, 1997 г.; Актуальные проблемы радиоэлектроники. Материалы Всероссийской научно-технической конференции. - Самара: Изд-во «НТЦ», 2003 г.; «Физика прочности и пластичности материаллов» XV Международной конференции. МО РФ. Т Г У, Тольятти 2003 г.; "Современные тенденции развития автомобиле строения в России" Всероссийская научно - техническая конференция Тольятти 2004 г.; "Проблемы образования, науки в современной России и на постсоветском пространстве" IV Международная научно-практическая конференция. Пенза 2004 г.; "Информационные технологии в науке технике и медицине". Международная конференция. ВолгГТУ. - Россия, Волгоград 2004 г.; Международная конференция. ВолгГТУ. - Россия, "Проблемы качества, безопасности и диагностики в условиях информационного общества". КБД-ИНФО Научно-практическая конференция. - Россия, г. Сочи 2005 г.
Публикации« Результаты диссертации опубликованы в монографии и 37 печатных работах, в том числе в международных изданиях, основные из них представлены в хронологическом порядке в перечне литературы в конце автореферата.
Объем диссертации. Диссертация изложена на 344 страницах машинописного текста, содержит 115 рисунков и 4 таблицы и состоит из введения и шести глав, общих выводов, библиографического списка из 195 наименований цитируемых источников, 3 приложений.
СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ Во введении диссертации дается краткая характеристика состояния проблемы, показана актуальность темы, новизна, научная и практическая значимость, изложены основные задачи, цель, научные положения выносимые на защиту и структура диссертации. Обоснован выбор объекта исследования.
Первая глава посвящена обзору основных результатов теоретических и экспериментальных работ, посвященных исследованию неупорядоченных магнетиков, магнитного резонанса в спиновых стеклах.
Дано определение спинового стекла. В этой главе представлены типы спиновых стекол и дано описание их свойств. Рассмотрены вопросы о структуре основного состояния спиновых стекол. Представлено моделирование теории дипольных спиновых стекол. Дано описание неупорядоченных магнетиков системы Сс1|.х7пхСг28е4. Приведен обзор магнитных свойств монокристаллов системы Сс^.ДПхС^Бе^ Величина обменных взаимодействий в этих соединениях существенно зависит от соотношения концентраций Сс1 - Zn. Из этой главы можно видеть, что до настоящего времени не существует удовлетворительного объяснения природы аномального сдвига линии магнитного резонанса в спиновых стеклах. Разные предположения не могут в полной мере объяснить природу этого явления. В этой главе показано, что интересно было бы исследовать это явление в спиновых стеклах, в которых взаимодействие Дзялошинского - Мория не существенно, а энергию их магнитокристаллической анизотропии можно изменять в широких пределах. Такими спиновыми стеклами являются монокристаллы системы Сб|.х2пхСг28е4 при х«0,4 при температуре Т/»20К. Монокристаллы этой системы являются спиральными антиферромагнетиками (АФМ) при х > 0,43, ферромагнетиками (ФМ) при х < 0,38.
Во второй главе описана методика эксперимента. При исследовании
новых магнитных материалов, технология синтеза которых еще не
достаточно развита, обычно приходится иметь дело с монокристаллами
малого размера (~ 1 мм ). Это означает, что некоторые традиционные
методики не пригодны для исследования таких образцов. При отработке
технологии новых материалов для проведения серийных исследований
монокристаллов с различными примесями или монокристаллов,
полученных в различных условиях, удобно применять экспресс-
методики. В данной главе описаны развитые нами экспресс-методы
магнитометрии микрокристаллов массой порядка 1 мг, такие как
18
измерение: электронного парамагнитного резонанса; магнитострикции; релаксации намагниченности; динамической магнитной восприимчивости. В этой главе подробно описывается технология изготовления пленочного микротензодатчика и приводятся его характеристики. При изучении магнитных свойств неупорядоченных магнетиков, таких, как спиновые стекла, большой интерес представляет исследование их динамических свойств, и в частности релаксации намагниченности. Также распространены методы измерения намагниченности при помощи вибрационного магнитометра, и магнитометра с вращающимся образцом. Магнитометр с вращающимся образцом можно использовать для измерения магнитного момента (для этого образец следует сместить относительно оси вращения), а также для измерения анизотропии спонтанной намагниченности, вращательного гистерезиса, остаточной намагниченности [19, 20].
Исследования магнитного резонанса проводились при помощи
автоматизированного ЭПР спектрометра X - диапазона. Для проведения
экспериментов в диапазоне температур 4,2 + 300 К нами была
сконструирована низкотемпературная система термостабилизации.
Низкотемпературная система состоит из криосгата, гибкой переливалки
и блока термостабилизации. Внутрь резонатора помещался хвостовик
кварцевого дьюара и образец, .закрепленный на конце тонкостенной
стеклянной трубки. На выходе из переливалки гелий поступал в
тонкостенную стеклянную трубку и охлаждал образец до темперутуры
4,2 К. Затем газ возвращался между стеклянной трубкой и внутренней
стенкой кварцевого дыоара, образуя противоток. Противоток газа
служит тепловой защитой и заметно уменьшает потребление гелия. Из
эксперимента известно, что в среднем расход гелия в
низкотемпературной системе термостабилизации за время ~ 3 часа
составляет около б л. Оказалось, что основное потребление жидкого
гелия определяется теплопритоком в переливалке. Конструкция
19
криостата такова, что можно в процессе эксперимента поворачивать образец относительно вертикальной оси, не извлекая его из криостата и измерять угловые зависимости величины резонансного поля.
Третья глава посвящена рассмотрению термодинамики двумерной упорядоченной дипольной системы на квадратной решетке, чтобы проиллюстрировать специфику дипольных взаимодействий. Так же рассматрены результаты экспериментальных исследований реальных дипольных систем - магнитных жидкостей - устойчивых ультрадисперсных коллоидов однодоменных частиц размером порядка 10‘6 см. На их основе можно промоделировать свойства неупорядоченных дипольных систем. Средняя энергия диполь-дипольного взаимодействия между частицами в магнитных жидкостях сравнима с энергией их теплового движения при комнатных температурах. Поэтому можно ожидать, что в таких системах уже при комнатных температурах может наблюдаться переход в неупорядоченное состояние дипольного стекла, аналогичное спиновому стеклу. Результаты численного моделирования свидетельствуют о наличии в системе большого числа метастабильных вихревых конфигураций, разделенных энергетическими барьерами. Аналогичные результаты были получены и для системы диполей, расположенных в узлах ромбической решетки. Для дипольных систем характерно сильное вырождение основного состояния, а при конечных температурах наблюдается широкий спектр метастабильных состояний, соответствующих различным вихревым конфигурациям.
В четвёртой главе приведены результаты исследования магнитострикции в неупорядоченных магнетиках системы С(1|.х2пхСг28е4 в полях до 8 кЭ и при температурах 4,2 К+25 К. Экспериментально показано, что переориентация антиферромагнитной доменной структуры сопровождается стрикцией. При этом вдоль вектора # распространения спирали решетка сжимается, а в плоскости, перпендикулярной к нему изотропно, расширяется. Объем образца при переориентации ДСА не изменяется.
20
При больших температурах переориентация ДСА наблюдается при меньших величинах полей, а после выведения поля до нуля ДСА быстрее релаксирует к равновесному многодоменному состоянию. Магнитострикция параироцесса при большей температуре имеет большую величину.
При температуре, большей Тм, магнитострикция проявляется как изотропное объемное расширение.
Пятая глава посвящена экспериментальному исследованию ширины линии магнитного резонанса для слабо и сильно анизотропных магнетиков системы С(1|.х2пхСг28е4, легированных серебром. Установлено, что во всех образцах системы С<11_х2пхСг28е4 в области температур выше 150 Л* наблюдается обычный электронный парамагнитный резонанс (ЭПР) с независящим от температуры значением Ни и шириной линии Го• При понижении температуры ниже 150 А* в неупорядоченных магнетиках системы Сс1|.х2пхСг28е4 наблюдается аномальный сдвиг резонансного поля который
сопровождается значительным уширением линии поглощения. В последующих параграфах пятой главы приведены результаты
исследования температурных зависимостей резонансного поля для спиновых стекол, неупорядоченных АФМ и возвратных ферромагнетиков системы Сс11_х2пхСг28е4. Исследуемые образцы представляли собой пластинки с плоскостью параллельной одной из кристаллографических плоскостей. Показано, что величина энергии магнитокристаллической анизотропии не является существенным параметром. Аналогичный сдвиг линии магнитного резонанса
наблюдался не только в спиновых стеклах и возвратных ФМ системы Сб1.х2пхСг28е4, но и в спиральных АФМ. Как выяснилось, это справедливо не только для неупорядоченных АФМ, но и для упорядоченного гпСг25е4, при температурах выше точки Нееля. В последних параграфах главы предложен способ построения фазовой диаграммы для возвратных неупорядоченных магнетиков.
21
Шестая глава посвящена обсуждению экспериментальных результатов. Эти результаты свидетельствуют о том, что аномальный сдвиг линии магнитного резонанса в спиновых стеклах связан с неколлинеарностыо их магнитной структуры. Дается объяснение, почему в различных спиновых стеклах сдвиг резонансного поля сравним с величиной самого резонансного поля Ял и не существенно зависит от параметров спиновых стекол.
Работа обобщает результаты многолетних комплексных исследований неупорядоченных магнетиков, свойств спиновых стекол и магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках системы Сс1|.^пхСг28е4 и, по сути, является существенным вкладом в разработку важного научного направления в описание неэргидического состояния неупорядоченных систем.
22
ГЛАВА І НЕУПОРЯДОЧЕННЫЕ МАГНЕТИКИ И СИСТЕМЫ ИХ МОДЕЛИРУЮЩИЕ
1.1. Спиновые стекла.
Термин «спиновое стекло» был введен английским физиком Коулсом. В то время изучением объектов, которым было присвоено такое необычное название, занимались единицы. Теперь значительная часть статей всех физических журналов посвящается спиновым стеклам. Обсуждение проблемы спиновых стекол занимает важное место на всех конференциях, посвященных физике конденсированного состояния. Созываются и специальные конференции по этой проблеме.
Как это часто бывает, спиновые стекла открыли, исследуя другие
явления - влияние примесей на электропроводимость металлов. Средь
прочих изучалось влияние и магнитных примесей, например,
воздействие небольших присадок марганца на свойства меди, и при этом
было обнаружено, что магнитные примеси в металле представляют собой
магнетик с удивительными свойствами. Оказалось, что ориентация
примесных спинов в основном состоянии, то есть при абсолютном нуле
температуры, не имеет никакой пространственной периодичности;
ориентация меняется в пространстве случайным образом подобно тому,
как случайно расположены атомы, в стекле. Поэтому такие магнетики
были названы спиновыми стеклами. В таких системах, с конкурирующими
взаимодействиями, в отличие от обычных магнетиков, с понижением
температуры дальнего магнитного порядка не возникает. 11о не происходит и
медленного постепенного замораживания спинов. Ниже некоторой, достаточно
хорошо фиксируемой на эксперименте температуры магнетик, переходит в
новое состояние, не имеющее аналогов в упорядоченных системах.
Характерным свойством этого состояния является чрезвычайно медленная
23
релаксация. Типичные времена установления равновесия, во всяком случае, превосходят !04 - 105с. Одновременно наблюдаются явления необратимости статических свойств.
Так как энергия обменного взаимодействия сильно зависит от расположения магнитных и немагнитных атомов, то в классе неупорядоченных магнетиков большинство веществ принадлежит к спиновым стёклам.
Похожие явления наблюдаются и в других системах, магнитных и немагнитных, в которых имеются конкурирующие взаимодействия: в
диэлектриках легированных примесями с электрическим дипольным моментом [20] в смесях сегнето- и антисегнетоэлектриков [21-23], в дипольных магнетиках [24], в неупорядоченных сверхпроводниках с джозефсоновскими связями [25,26].
Ученые Эдвардсон и Андерсон [27] предположили, что с понижением температуры происходит переход в состояние со случайно распределенным молекулярным полем, однозначно определяющим ориентацию каждого спина. Роль параметра порядка в этой теории играет величина q = (Sr)2i. (£,. - вектор
спина в точке). Теория Эндвардса - Андерсона объясняет излом в температурной зависимости восприимчивости, обнаруженный впервые в работе Капеллы и Мидота [28], но не в состоянии объяснить явлений необратимости и долговременной релаксации. Возникла потребность в последовательной теории, не использующей каких-либо априорных предположений о природе основного состояния.
Интенсивные экспериментальные исследования последних двадцати лет показали, что состояние спинового стекла отнюдь не экзотично. Напротив, оно типично для неупорядоченных магнетиков, то есть таких магнетиков, в которых атомы, обладающие спином, не образуют правильную кристаллическую решетку, а расположены случайным образом. Даже всем хорошо известные сплавы, близкие по составу к нержавеющей стали или нихрому, в определенном интервале температур обнаруживают свойства спинового стекла.
24
Накопленный к настоящему времени обширный экспериментальный материал показывает, что спиновое стекло - это новое магнитное состояние вещества с удивительными свойствами, которые очень трудно понять, несравненно труднее, чем свойства ферро - или антиферромагнетиков. И причина этого кроется именно в хаотической ориентации спинов в спиновом стекле. Какие же представления о магнетизме твердых тел требуют пересмотра? Как объяснить странные свойства спиновых стекол? Эти вопросы пока не нашли достаточно удовлетворительного ответа. Но уже сейчас ясно, что «косметический ремонт» старых понятий не поможет. Нужны новые понятия и объяснения. Первые шаги в этом направлении показали, что спиновое стекло не зря оказалось в центре внимания современной физики твердого тела - это уникальная система, в которой, по-видимому, не выполнен принцип эргодичности, лежащий в основе статистической физики. В настоящее время имеется уже много убедительных соображений в пользу того, что именно отсутствие эргодичности ответственно за те аномальные свойства спиновых стекол, которые и вызвали столь бурный интерес.
1.2. Типы спиновых стекол
1.2.1 Спиновые стекла с флуктуациями обменного взаимодействия
Классическими - и первыми, исследованными экспериментально -спиновыми стеклами являются разбавленные сплавы типа СиМп и АиРе [29]. Обменное взаимодействие спинов переходных металлов осуществляется через электроны проводимости (взаимодействие РККИ).
25
На больших расстояниях г»kF (kF - импульс Ферми) энергия взаимодействия
у COS 2К,;Г у «/_
КРШ1 уо / . чз > 1ДС \кгг)
является осциллирующей знакопеременной функцией расстояния (J -энергия s -d - обменного взаимодействия; eF~ энергия Ферми). Период, осцилляции в разбавленных металлических сплавах гораздо меньше среднего расстояния гс между магнитными примесями (гс« п'|/3, п -концентрация примесей). Поэтому характерные значения аргумента косинуса много больше единицы, и незначительное по сравнению со средним изменение расстояния между магнитными атомами может привести к изменению знака обменного взаимодействия при практически неизменной абсолютной величине. Это означает, что примерно с равной вероятностью обменное взаимодействие принимает значения, равные по абсолютной величине противоположные по знаку. Именно поэтому в основном состоянии спины ориентированы хаотически. По этой же причине возникает состояние спинового стекла в других металлических сплавах, например, в сплавах редких земель.
Итак, спиновое стекло возникает вследствие конкуренции ферро- и
антиферромагнитного взаимодействия в неупорядоченной системе. При
этом безразлично, является система проводящей или диэлектрической.
Так, при легировании ферромагнетика EuS немагнитным стронцием,
который замещает серу в узлах решетки, ферромагнитный порядок
разрушается и возникает спиновое стекло [30]. Это происходит при
атомной концентрации стронция порядка 0,5. Ферромагнитный порядок
в EuS обусловлен косвенным обменом спинов европия через атомы серы.
Взаимодействие ближайших соседей в решетке является
ферромагнитным, взаимодействие в следующей координационной сфере
антиферромагнитно, причем по абсолютной величине константа
антиферромагнитного взаимодействия в два раза меньше константы
26
ферромагнитного, так что в чистом Еи8 ферромагнитный обмен преобладает. При замене атомов европия немагнитными атомами стронция число магнитных соседей (ближайших и следующих за ближайшими) становится случайной величиной. Соответственно, случайным является и распределение ферро - и антиферромагнитных связей, и при достаточно большой концентрации стронция конкуренция взаимодействий разных знаков приводят к спиновому стеклу.
Аналогичные явления возникают в шпинелях [31] и других магнитных диэлектриках [32].
Отрицательное по знаку (антиферромагнитное) обменное взаимодействие также приводит к возникновению спинового стекла, если магнитные атомы расположены хаотически, так как в этом случае невозможно выделить подрешетки. К спиновым стеклам этого типа относятся Рс1Мп при концентрации марганца больше 4% [33], сплавы полупроводников с магнитными примесями [34].
Конкуренция ферро- и антиферромагнитного, взаимодействия приводит к возникновению спинового стекла и в концентрированных металлических сплавах, в том числе в аморфных металлах (метглассах). Число таких веществ огромно, перечислить их все невозможно. Упомянем лишь, что даже давно известные сплавы, близкие по составу к нержавеющей стали [35] и нихрому [36], в определенном интервале температур являются спиновыми стеклами.
1.2.2 Дипольные стекла
Дипольное спиновое стекло может возникнуть в диэлектриках с
малой концентрацией магнитных атомов. Так как обменное
взаимодействие в диэлектриках спадает с расстоянием между спинами
экспоненциально, а диноль-дипольное - степенным образом, то на
больших расстояниях преобладает диполь-дипольное взаимодействие,
27
знак которого, зависит от ориентации спинов и §2 относительно соединяющего их радиуса-вектора ги:
^ - магнетон Бора. Среднее значение У (г) по направлению г равно нулю, то есть вероятности положительного и отрицательного взаимодействий одинаковы. Поэтому спины, связанные дипольным взаимодействием, могут образовать спиновое стекло.
Любопытно отметить, что дипольное стекло может быть не только магнитным, но и электрическим. Электрическими дипольными моментами обладают многие примеси замещения в хлоридах щелочных металлов: 1л, ОН и СН в КС1, ОН в ЯЬО, Б в №Вг [37]. Имеется несколько ориентации диполя, в которых его энергия взаимодействия с решеткой, минимальна. Между различными эквивалентными положениями возможны туннельные переходы. Взаимодействие диполей, обуславливает переход, такой системы в состояние дипольного стекла в котором диполи хаотически ориентированы вдоль одного из направлений с минимальной энергией взаимодействия с решеткой. Этот переход наблюдался в кристаллах, содержащих доли процента дипольных примесей при температурах порядка ] К.
Энергия одноионной магнитной анизотропии определяется электрическими полями, созданными на данном магнитном атоме его соседями. Пространственные, флуктуации, приводят к флуктуации как константы анизотропии, так и легкой оси. Если отсутствует специальная симметрия в расположении соседей, то возникновение легкой плоскости
(1.2)
1.2.3 Спиновые стекла со случайной анизотропией
28
маловероятно и энергию анизотропии с достаточной общностью можно представить в виде [38]:
Здесь Д > 0, а £ - орт вдоль оси анизотропии / - го атома.
Имре и Ма [39] обратили внимание на то, что если оси анизотропии случайно ориентированы в пространстве, то сколь угодно малая анизотропия разрушает магнитный порядок: магнетик разбивается на области, моменты которых случайно ориентированы друг относительно друга. При этом происходит выигрыш в энергии анизотропии, который превосходит проигрыш в обменной энергии. Действительно, пусть в магнетике с ферромагнитным обменным взаимодействуем V и случайной анизотропией (1.3) возникли области размером Ь (Ь измеряется в единицах среднего расстояния между атомами), так что углы между спинами на границах соседних областей порядка ж. Тогда проигрыш в обменной энергии в расчете на один спин порядка У/Ь2. С другой стороны, вследствие случайного направления осей анизотропии энергия
анизотропии гиперкуба размером Ь порядка 9 где ~ // - число спинов в кубе, (1 - размерность пространства. Поэтому выигрыш в энергии анизотропии в расчете на один спин порядка О/Ь*12. Выигрыш в энергии может быть больше проигрыша, если размерность пространства
с1< 4. Размеры области Ь, найденные из минимизации энергии,
2
I ~ (V ту^. Эта величина много больше единицы, если V » О.
Дальний порядок может быть стабилизирован внешним магнитным полем Но или постоянной по направлению магнитной анизотропией К. Условие стабилизации имеет вид:
Я
(1.3)
(1.4)
Для случая (1^3 этот критерий был получен в [40].
Экспериментально хорошо изучены метглассы с сильной случайной анизотропией [41]. В этих веществах, представляющих собою сплавы, редкоземельных и переходных или благородных металлов (ЭуРе, ЭуСи, ТЬСо и др.), энергия анизотропии может быть в десятки раз больше энергии обмена. Как показывают численные расчеты, корреляция в ориентации спинов в таких системах спадает практически до нуля на расстоянии порядка нескольких межатомных [42].
Таким образом, неустойчивость дальнего порядка не связана с величиной констант гамильтониана. Она является следствием своеобразной симметрии гамильтониана [31]: магнетик макроскопичен, изотропен, но анизотропен локально.
В случае О» V все спины ориентированы вдоль своих локальных осей анизотропии. Можно показать, что в этом случае гамильтониан рассматриваемого магнетика совпадает с гамильтонианом изинговского спинового стекла [42,43]. Отсюда видна тесная связь между различными типами спиновых стекол.
Неустойчивость дальнего порядка может быть вызвана не только случайной анизотропией, но и другими случайными возмущениями, не сохраняющими полный спин системы, например, диполь-дипольными взаимодействиями [44], случайной анизотропией обмена [45].
1.2.4 Спиновое поле, индуцированное внешним магнитным нолем.
В соответствии со сказанным выше, достаточно сильные флуктуации обменного взаимодействия или направлений осей одноионной анизотропии приводят к возникновению спинового стекла. Но оказывается, что спиновое стекло может возникнуть и в такой ситуации, когда флуктуации параметров, определяющих магнитную структуру, являются слабыми и на первый взгляд, существованию дальнего порядка
30
ничего не грозит. В 1979 г. Фишман и Фарони [46] показали, что если к неупорядоченному антиферромагнетику приложить слабое внешнее магнитное поле, параллельное «легкой» оси, то такая система эквивалентна изинговскому ферромагнетику со случайным внешним магнитным полем, ориентированным вдоль изинговской оси. Чтобы понять причину этого, заметим, что если записать гамильтониан изинговского антиферромагнетика через вектор антиферромагнетизма N (г) и вектор намагниченности Л/ (г)> то в нем появится член
5>-/,)Иг)*(/1)). п 5)
г/[
причем среднее значение А(г -г]) по распределению примесей равно нулю. Появление такого члена в гамильтониане связано с тем, что в основном состоянии неупорядоченного антиферромагнетика вследствие флуктуации в распределении примесей локальная намагниченность отлична от нуля, хотя ее среднее значение равно нулю. Приложим теперь слабое поле, параллельное легкой оси. Тогда индуцированный полем магнитный момент М=%Н будет, согласно (1.5), действовать на вектор антиферромагнетизма так же, как случайное поле ^ А(г - г\)хН с
гх
нулевым средним значением действует на намагниченность в изинговском ферромагнетике.
Случайное магнитное поле, подобно случайной анизотропии, может приводить к разрушению дальнего порядка. Например, случайно ориентированное, в пространстве магнитное поле дестабилизирует дальний порядок в гейзенберговских ферромагнетиках при с1<4. Общее утверждение относительно свойств систем со случайными силами было получено в [47,48]. Анализ основных расходящихся диаграмм ряда теории возмущений в - разложении привел к выводу, что фазовый переход в (I - мерной системе со случайными полями эквивалентен фазовому переходу в упорядоченной с1 - 2-мерной, системе. Таким
образом, низшая критическая размерность т.е. наименьшая размерность, при которой в системе имеется дальний порядок, в случайной системе й'с связана с низшей критической размерностью в упорядоченной системе с1с соотношением
<5*4+2 (1.6)
Для модели Гейзенберга с1с = 2, и, в согласии с изложенными выше качественными соображениями Имре и Ма [39], с/’с = 4. Для модели Изинга ситуация не вполне понятна. Соотношение (1.6) дает Л'с=3. Однако качественные соображения [39] и вычисления на ЭВМ [49] дают Яс = 2. Попытки подправить качественные соображения [39] и повысить с/'с до 3 с помощью учета сложной формы границ между областями с различными направлениями спина [50] оказались несостоятельными [51]. В этой ситуации экспериментальные исследования неупорядоченных антиферромагнетиков в магнитном поле могут, в принципе, помочь разобраться в вопросе о с1': в модели Изинга.
Нейтронографическое исследование двух - и трехмерных антиферромагнитных систем КЬ2Соо.7М§о,зр4 и Соо^По^ показало [52], что приложение магнитного поля приводит к очень большому Г10 величине и необычному по форме уширению брэгговских пиков. Авторы работы [52] делают вывод о разрушении дальнего порядка в исследованных ими системах и заключают поэтому, что с1с> 3. Коули [53], проведя аналогичный эксперимент, в Мпо^по^^ не наблюдал значительного уширения пика. Как считается в [54], эго связано с тем, что магнитное поле в этих экспериментах было очень слабым.
Исследования неупорядоченных антиферромагнетиков в магнитном поле проводились также с помощью измерений магнитной восприимчивости, магнитного резонанса, и коэффициента магнитострикции. Во всех этих работах наблюдалось значительное уширение аномалии восприимчивости и Я - аномалии, возникающее при
32