Высокочастотные и термодинамические свойства обменно неколлинеарного антиферромагнетика Nd2CuO4 тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

Ф/ 1.2 ед

АКАДЕМИЯ НАУК УКРАИНЫ ИНСТИТУТ МОНОКРИСТАЛЛОВ

На правах рукописи

УДК 538.114

БЛИНКИН ВИКТОР АНАТОЛЬЕВИЧ

ВЫСОКОЧАСТОТНЫЕ И ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ОБМЕННО НЕКО Л ЛИНЕ АРНОГО АНТИФЕРРОМАГНЕТИКА Nd7CuO^

Специальность 01.04.02 Теоретическая физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Харьков — 1992

Работа выполнена в Институте монокристаллов АН Украины г. Харьков

Научные руководители: доктор физико-математических наук

ВИТЕБСКИЙ И.М.

кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник ПАШКЕВИЧ Ю.Г.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

профессор ФИНКЕЛЬ В.А. кандидат физико-математических наук ЛЬВОВ В.А.

Ведущая организация: Физико-технический институт низких температур АН Украины г. Харьков

Нашита состоиться " 22 " декабря 1992 года в 15 часов на оас« ддпии специализированного совета К 138.01.01 в Институте монокри <тл.илон.

Адрес: :$ 10001, г. Харьков-001, пр. Ленина 60.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института монокристаллов АН Украины.

Автореферат разослан "_" _ 1992 годг

Ученый секретарь

Специализированнрго совета К 138.01.01

кандидат технических наук

Л.В. Атрощенко

Л. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. В настоящее время вызывает большой интерес вопрос о той роли, которую играют магнитные свойства ВТСП соединений в механизме возникновения сверхпроводимости. Кроме того, изучение магнитных свойств высокотемпературных сверхпроводников может помочь погагманшо внутренних свойств данных систем.

Соединение Ш2CuO^ является базовым для нового класса высокотемпературных сверхпроводников с электронным типом проводимости. Как и другие базовые соединения высокотемпературных сверхпроводников Ьа^СиО^ и тетрагональный УВа2Си^Ов этот кристалл обладает весьма интересными магнитными свойствами. Ш^СиОц уникален с точки зрения характера его магнитного упорядочения, представляющего собой обменно нежолшшеарную магнитную структуру типа "плоский крест". Магнитному упорядочению в данном кристалле предшествует структурный фазовый переход В\к , сопровождающийся увели-

чением объема элементарной ячейки в четыре раза [1]. В отсутствие внешнего магнитного поля при температурах ниже температуры Нееля 7// = 24 О К (для стехио метрического состава) ШпСиОц представляет собой четырехподрешеточный антиферромагнетик с магнитной структурой типа "плоский крест" . При понижении температуры в этом соединении реализуется последовательность магнитных фазовых переходов в медной подсистеме, а в области гелиевых температур происходит упорядочение подсистемы неодима [2, 3, 4].

Высокочастотные свойства Nd■гCuO^ также обладают рядом особенностей. Представляет интерес возможность возбуждения трех акустических мод магнитного резонанса как электрической, так- и магнитной компонентами электромагшггного поля, причем две моды электр о-дипольно активны уже в обметом приближении. Резонанс на единственной обменной моде в отсутствие внешнего магнитного поля не возбуждается. Характерной особенностью ШгСиО\ является то, что энергия обменной моды определяется величинами квадратичного и биквадратного обменных взаимодействий. Поэтому исследование обменной моды, например, с помощью комбинационного рассеяния света [5],

либо методом неупругого рассеяния нейтронов позволяет провести измерение константы биквадратного обменного взаимодействия О между соседними ху плоскостями.

Целью дмссерташт является теоретическое исследование особенностей спиновой динамики и высокочастотных свойств высокосимметричных антиферромагнетиков, а именно магнитных структур типа "плоский крест", реализующихся в кристаллах N¿2СиО±.

Научная новизна работы определяется следующими полученными автором результатами:

—перечислены равновесные магнитные фазы обменно нехолтшеарных антиферромагнетиков со структурой типа Л'(12 Си0.1 и найдены условия их устойчивости, исследованы макроскопические (тензорные) свойства магнитоупоря-доченных фаз обусловленные спин-решеточными взаимодействиями;

—получен спектр спиновых волн в обменно-неколлинеарном магнетике с магнитной сруктурой типа "плоский крест";

—впервые исследовано двухмагнонное поглощение света в обменно неколяинеарных магнетиках с магнитной сруктурой типа "плоский крест": вычислены коэффициенты магнит о-дипольиого и эдектродилольного поглощения, а также плотности сотояний спиновых волн; *

—теоретически рассмотрен антиферромагнитный резонанс в четырехподрешеточной обменно-неколлинеарной структуре типа "71А0ский крест" для различных ориента-щш магнитного поля вдоль осей симметрии кристалла, при различных предположениях об исходной кристаллической симметрии и величинах обменных и релятивистских взаимодействий; расчитаны спектры антиферромагнитного резонанса для возможных типов поведения магнитной подсистемы ионов меди в МвзСиОь и приведены поля спин-переориентационных переходов.

Научная и практическая ценность работы. Полученные результаты

4

относятся к системам, являющихся базовыми для нового класса высокотемпературных сверхпроводников и интенсивно исследуемых в последнее время п могут быть использованы для дальнейшего изучения их статических и динамических свойств. Ряд новых физических явлений описанных в диссертации должны стимулировать постановку соответствующих экспериментов.

Пубпяжатт. Материалы диссертации опубликованы в 3 работах.

Апробация работы. Основные результаты диссертации докладывались и обсуждались на Всесоюзном семинаре "Спиновые волны" (Санкт-Петербург 1992), семинарах в институте Физических проблем АН Росии и Физико-техническом институте низких температур АН Украины.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, списка литературы из 41 наименований. Полный объем работы, включая 6 таблиц и 29 рисунков, составляет страниц. СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность изучаемых вопросов, сформулирована цель работы, научная новизна и практическая ценность работы. Дан краткий обзор содержания по главам.

Первая глава посвящена изучению магнитных и тензорных свойств .

В первом разделе обсуждается кристаллическая симметрия ЫЛ'^иО). При температурах выше комнатной кристаллическая структура N¿2С11О4 описывается федоровской группой 14/тпгпт. Ионы Си2+ занимают позиции а-типа и образуют объемноцентрированную тетрагональную решетку. Ионы Ш3+ занимают 2-кратные позиции е-типа.

Во втором разделе проведен теоретико-групповой анализ структурного фазового перехода в Си04, сопровождающийся смещениями ионов меди. В результате структурного фазового перехода В\к О В\\ , происходит увеличение объема элементарной ячейки в четыре раза.

Содержание следующего раздела посвящено симметрийному анализу трех типов антиферромагнитного упорядочения магнитных моментов ионов меди, которые по данным нейтронографических исследований

[1, 2] реализуются в Си04. Определены магнитная симметрия и маг нитный класс каждой из трех фаз, в предположении, что магнитная по ляризация подрешеток неодима не является спонтанной, а обусловлен, влиянием магнитоупорядоченной медной подсистемы.

АФ-1 : Р42/т'гс'гп';£>4А(# 4) (1

АФ — 2 : Р4'2/ш'пт';2)4Л(Г>м) (2

АФ-3 : Рппт'\Оы(С2„). (3

В четвертом разделе проанализирована симметрия спин-спиновы взаимодействий в Лй2 Си04, в приближении блжайших соседей для неод нородного случая к ф 0 построен гамильтониан магнитной посистем] ионов меди , который имеет следующий вид:

«(к) = /«Р,-(к)Е{(-к)+ Е

<г=1

+({1(к)Ь1х{к)12,(-к) + Ъ{к)Ь1у{к)иЛ-Ъ) +

ч-адад^д-к) + ^(ккьдк^п-к) -Р(к)ь3(-к))+

+7*(4>(к) (4

где %(4)(к) гамильтониан биквадратного обмена:

= ^ £ 0{(81(к1)82(к2))(8з(к3)84(к4)) + к,,1с3,к3,к4

+ (81(к1)83(к3))(82(к2)84(к4))}х

^-кг + кз-к! . к! Ч-к2 - к3 + к} ,

хсоэ(---а)соз(---Ь)х

'л 4х

х соз(к1 ~ кг 7 кз + к* с)А(к1 + к2 + кз + к4)

!,е Лг- число ячеек кристалла, Д- символ Кронекера. В этих выраже-иях

• Г(к) = 81(к)+82(к) + 8з(к) + 84(к);

Ь,(к) = Э^к) + 83(к) - в3(к) - 8<(к); Ьа(к) = 8,(к) - 32(к) + 83(к) -

Ь3(к) = Б^к) - в2(к) - 8з(к) + 84(к). (6)

ектора ферро- и антиферромагнетизма Г, Ь представляют собой дленные комбинации спиновых моментов отдельных подрешеток и при =0 осуществляют неприводимые представления группы перестановок гомов. Величины <7, Ю, с1 представляют собой константы квадратич-эго обмена, биквадратного обмена и взаимодействия Дзялошинсхого-[ория соответственно. Величины ^ являются линейными комбинацией вида (6) обменных межподр «неточных интегралов КЦ^, где индек-,1 а, /3-нумеруют подрешетки, а индексы г -декартовы. Ограничиваясь эиближением ближайших соседей, для величин получим:

/«(к) = А'Г,71(М + А'»72(к) 4- А'|'з7з(к) + Л';Ык) ,

Мк) = Л'Г371(к) + ЩЫк) - ЛТз7з(к) - ЛТ4Т4(к) ,

Мк) = АТ,71(к) - Л'|Ык) + К\\7з(к) - К\\ъ(Ь) ,

7* (к) = К?, 71 (к) - К«ъ(к) - Й';Ык) + Л'{'474(к) ,

</»(к) = 85(^^71 - ^74 + соз £ соз соз ,

4 соя 4

к(а+Ь) 4 сое к(а-4 •Ь)

к(а+Ь) 4 зт к( а-4 ьг

к(а+Ь) вт ьг

(7)

... (а + Ь) к(а - Ь) ... ка кс . .

Ъ (к) = соз к-—-—- соз ——-—- ; 72(к) = сое — соз — соэ 2кД„;

. кЬ кс Я1 . ... ка кЬ

7з(к) = соз — соз — соз 2к Дх ;74(к) = соз — соз —

В дальнейшем мы будем пренебрегать малой величиной Д по сравнению с постоянными решетки а, Ь, с. По той же причине мы не будем учитывать в (4) неоднородное слагаемое обменного происхождения пропорциональное Д — J4(k) = Kn^i(k)sm(2kxAx)mn(2kyAv). При к = 0. гамильтониан (4) можно представить в виде максимально отражающем симметрию системы.

= -8S2/o + JoF2 + J\ (L\ + Ц) [(Ь| - h\f + (F2 - L2)2 - 8(FL,)2 - 8(FL2)2} 4-+a2(Llx + L2y )2 + at(Lly - L2xf + a6(Lix - Z^,)2 ■ +a8(Llv + L2xf + d(FxL3l/ + FvL3x) + aLjt . (8)

В обменном приближении при соблюдении условий

Ji < 0 , J0 ; D > 0 (9)

основному состоянию спиновой системы отвечает неколлинеарная, но компланарная магнитная структура

1цЬ2 =0 ; L\ = Ц = 852 (10)

которая определяется биквадратичньш обменным взаимодействием

¿D(L?-b2)2. (11)

Ориентация данной структуры в спиновом пространстве определяется, в свою очередь, анизотропными релятивистскими взаимодействиями.

Постоянные анизотропии a2, а4, as, а«, введенные в (8), выражаются через величины J и d, взятые при к = 0, с помощью соотношений:

02 = - Ju + y);ae = - Ju ~ у); oi = Jiy - Ju - ~);o8 = \(J\V - Ju + -r-);

В соединениях R2CuOí , где R — La, Nd, Gd, /V, между ионами меди, принадлежащими одной а-Ь плоскости устанавливается мощное обменное взаимодействие, значительно превышающее взаимодействие между соседними плоскостями. В нашем случае это означает, что интеграл внутрислоевого обмена Кц > Ky¡ = h\y-интегралов межслоевых обменов. С этой точки зрения полезно рассмотреть явный вид обменов J и анизотропии а, из (8), определяемый через тензора межподрешеточ-ных обменных взаимодействий К*^.

Jo = 4А'ц ; Ji = -2(Ки ~ КЦ) = W<n ~ Щ[ + К\\ - А'?? + К™ - К™ + /-+/-«-^7-2^)}

«4/в = НКп ~ 1<п + ~ Ки ~ + + /-

+/ - (К*? - + 2К%)} (13)

Таким образом величина J0 определяется малым межслоевым обменом, a Ji <0. Во все параметры а„ входит большая внутрислоевая анизотропия выхода "креста" из плоскости К[\ - . Параметры К^ описывают взаимодействие Дзялошинского-Мория, их появление обусловлено структурными искажениями Д. В отсутствие структурных искажений все величины К3^ = 0и

а2 = ав , а4 = as , d= 0 (14)

и в этом случае различие между a<¡ и а4 определяется малой межслоевой анизотропией А'" — К™. Величина D.представляет собой четы-рехузельный обмен между четырьмя ближайшими ионами 1-2, 3-4 .

Итак, ориентация обменной магнитной структуры (10) в спиновом пространстве определяется четырьмя независимыми параметрами — константами анизотропии второго порядка. Если хотя бы одна из четырех констант а„ в (8) отрицательна, то в основном состоянии магнитные моменты подрешеток меди лежат в базисной плоскости. При

9

этом возможны четыре неэквивалентные антиферромагнитные конфигурации (в скобках указаны области их устойчивости)

г2 : ЬХх = £2у = у/вв ; Р^/т'п'тп' ; а2 < О ,а4 ,а6 ,а8 (15) г4 : Ь\у = = ; Р42/пг'пт ; а4 < 0 ,а2 ,а6 ,а8 (16) Ч : Ь\х — -Ь2у = Р4г/т'п'тп ,* ае < 0 ,а2 ,а4 ",а8 (17)

: = Ь2х = а/85 ; РА^^'пт' ; а8 < 0 , «2 ,а4 ,а6 . (18)

В случае же

а2 ,а4 ,а6 ,а8 > 0 ,

(19)

подреше точные намагниченности меди выходят из базисной плоскости и реализуется одна из смешанных (приводимых) магнитных конфигураций. В пятом разделе исследовались однородные колебания спиновоЗ системы ионов меди. В обмеюю неколлинеарных фазах ЛУ2Си04 имеется по четыре моды антиферромагнитного резонанса - одна обмешш мода и три акустических, две из которых являются вырожденными:

Обменные моды :

фазе т2 : ШЕ = 85^-2(7! + 2о2 + а)(252Д + а6 - аг) (20

фазе г4 : и>Е = —2( ^ +2а4 +а)(252/) + а8 - а4) (21

фазе Ч • ив = 85 т/-2(71 + 2 а6 + а)(252 В + а2 - «в) (22

фазе Ч : = 85^-2(7!.+ 2а6 + а)(2£2£ + а4 -Об) (23

Акустические моды :

в Фазе г = 85>/2(оа - a«)(Ji - J0-f2a2)

в фазе 2 ' {¡j^ -8sJa^(2J, - Jn + iS2D++d) { 1

, Г . "аз =?85V2(q4 - a2)(J] -Jo + 2a4)

в фазе r4 : \ 85ч/оЛ2Л - J„ + + 4«i - Л 1 '

в фазе г6

= VA2 = 8Sx/Ö2(2JI - J0 + iS2D+4a2 +d)

443 == 8S^2(o4 - o2)(/] - J0 + 2a4)

= uA2 = 8SV«4(2/3 - J0 ■+ AS2D + 4a4 -d)

&A3 = 85\/2(ae - a8)(/i - J0 + 2a6)

= uA2 = 85\/аб(2 Ji - J0 + 452D + 4a6 -d)

= 8S\/2(a8 - o6)( Ji - Jo + 2aa)

Г ^з = 8S\/2(as - fls)(/i - Jp + 2а6)

в Фазе г» • I = 85У2(а8 - а6)(7д - Jo + 2аа)

V ' = 8S/aä(2J, - J0 + 452ß + 4а8 + V U

Вырождение акустических мод Ai и А2 во всех фазах является точ-ии. Обратим внимание также на необычно малую величину частоты ;е обменной моды. Это обстоятельство связано с особой ролью би-вадратичного обменного взаимодействия в формировании магнитных труктур.

В жестом разделе проведен анализ спин-решеточного взаимодей-твия и тензорных свойств матиитоупорядоченных фаз Nd2CuOt. руппы магнитной симметрии всех антиферромагнитных структур в Id2CuOi допускают существование линейного магнитоэлектрического ффекта. Ответственным за обменный магнитоэлектрический эффект вляется следующий инвариант

j^FLi + ру FL2 ■ (28)

Особый интерес с этой точки зрения представляют обменно некол-шеарные структуры (15-18), в которых магнитоэлектрический эффект иеет обменную природу а, значит, должен быть особенно большим.

фаза т2 : V8S(pxFx+pyFv) (29)

фаза 1-4 : (prFv - pvFx) (30)

11

фаза r6 : \/8S(pxFx -pyFv) фаза тв : {pxFv + pvFx)

(31)

(32)

Во всех этих фазах магнитоэлектрический эффект определяется наиболее мощной, обменной частью спин-решеточной связи.

Магнитоэлектрический эффект во всех рассмотренных выше магнитных структурах обязан своим существованием также наличию спонтанных искажений кристаллической структуры, возникающих ниже с. Если бы этих искажений не было, то в антиферромагнитных структурах (15-18) появились бы антитрансляции, что несовместимо с линейным магнитоэлектрическим и пьезомагнитным эффектами [б],

Во второй главе теоретически исследовался спектр спиновых волк а двухмагнонное поглощение света в Nd^CuO^ в обменно-неколлинеарной фазе 7*2 при таких температурах^ когда учет неодимовой подсистемы приводит лишь.к температурно зависимой перенормировке констант, характеризующих подсистему меди.

В первом разделе построен спектр спиновых води в кото-

рый имеет ряд особенностей, состоящих в том, что некоторые ветви магнонов обнаруживают чисто двумерное поведение. В фазе г2 магнитная структура образована двумя алтиферромагнитно упорядоченными ху - плоскостями ионов меди, векторы антиферромагнетизма которых перпендикулярны друг другу. Вычисления проводились в схеме вторичного квантования гамильтониана многоподрешеточного магнетика [7]. Для этого в (4) необходимо перейти от операторов sa к операторам s'a, каждый из которых записан в своей собственной локальной системе координат с осью OZ' , направленной вдоль оси равновесной ориентации спина. Используя (4), с помощью преобразования Голстейна—

Примакова для квадратичной части гамильтониана (4) получим:

Я = ¿Е Ы*ШкШ-к) ~Ра(к)Ра(к)РЛ-к)). ■ (33) Коэффициенты с? и р, входящие в квадратичный гамильтониан (33), описываются выражениями:

Ри=2Е1я{к); Ео_Ак) + Е1у(к) - ¿3(к) + 8531)(274(к) - у,(к) - Тз(к)); £оДк) + Е,У(ИУ•-¿з(к) +853£)(2Тл(к) + 7г(к) - 7з(к));

£?о„(к) + Я„(к) -.¿«(к) + 853Я(274(к) - Та(к) + 7з(к)); Е1х(к) + ^„(к) -¿1(к).+ 8531)(274(к) +7г(к) +7з(к));

• (34)

= 45[ЛДк) - /,,(0)] - ^х(О) , (Ь = Г,Х1,Ь2,13 ; сг = х,у,г); ' (35)

В этих выражениях величины /0|д(к) и с1р(к) определяются выражениями (7). Из формулы (33) следует, что а используемых нами приближе-:тях перепутывания состояний спиновых волн не происходит. Энергии гпиновых волн определяются с помощью стандартного преобразования Зоголюбова-Тябликова от операторов а ¿(к) к операторам рождения и уничтожения магнонов ветви и ^:

д£(к) =—«„(к) [С(-к) + £Дк)] ;

РЛк) = ^(к)[^(к) + 6(-к)] . (36)

Чйк =

Ь к =

ы -

Чгк =

где t и d коэффициенты имеют вид:

Энергии спиновых волн в этом случае определяются выражениями:

иАг(к)= у/МкЫк); ¿А,(к) = Ур2(к)д2(Ь) ; = ]/pa{k)q0(k) ; wE{k) - \fp3{k)q3{k) .

При к=0'также как и в главе 1, мы получаем четыре моды магнитного резонанса с v— Ач, А о ,Аз, Е. Энергии двух акустических мод .4] и Л2 являются вырожденными. В дальнейшем,будем сохранять нумерацию ветвей спиновых волн, соответствующую к=0.

Замечательным обстоятельством является то, что величины Pi,2 и для направления волнового вектора К ¡| [001] вообще не зависят от к, т.е. ветви. ЛI и проявляют чисто двумерное поведение. Дисперсия других ветвей вдоль этого же направления волнового вектора такова, что соответствующая энергия сшшовой волны изменяется, сохраняя при этом значения-в масштабе величин, соответствующих энергии колебаний спинов с к = 0. Подобное поведение обусловлено исключительно особенностями кристаллтеской структуры и магнитного упорядочения NfaCuOi и никак не связано с малостью каких-либо обменных интегралов. по сравнению с остальными, как это имеет место в других квазидвумерных магнетиках, например 1а2СиОА [8]. Подробнейшее описание системы Ia^CuOt имеется в работе В.Г. Барьяхтара, В.А. Львова, В.М. Локтева, Д.А. Яблонского [9].

Во втором разделе на основе известных экспериментальных данных определены величины обменных и релятивистских констант, характеризующих магнитную подсистему ионов меди в

Во третьем разделе рассмотрено двухмагнонное поглощение света в обменно-неколлинеарной структуре типа "плоский крест''. К настоящему времени двухмагнонное поглощение на акустических магно-нах достаточно подробно исследовано как теоретически, так и экспериментально в двумерных двухподрешеточных антиферромагнетиках [10]-[11]. Особенности этого процесса с участием обменных магно-нов в многоподрршеточных магнетиках рассматривались лишь в работах [12],[13]~[14]. Однако, все эти исследования проводились для антиферромагнетиков, коллинеарных в обменном приближении, а сам процесс поглощения в них носил магнитодипольный характер. В обменно-неколлинеарных магнетиках двухмагнонное поглощение не рассматривалось. В этом разделе построен гамильтониан взаимодействия магнитной подсистемы с однородным электромагнитным полем и вычислены коэффициенты электро- А'1е'(и) и магнитодипольного поглоще-

ния, а также плотности состояний спиновых волн д(и). Показано, что как в электродиполыюм, так и магнитодипольном каналах поглощения процессы распада фотона на два магнона происходят одинаковым образом. При поглощении обменный магнон всегда появляется совместно с одной из акустических спиновых волн, принадлежащих при к=0 двумерному неприводимому представлению. В отличие от коллинеарных трехмерных магнетиков [12] амплитуда двухмагнонного поглощения с участием обменного магнона каких-либо малых параметров не содержит и имеет тот же порядок величины, что и поглощение только с участием акустических магнонов. Поглощение с возникновением спиновых волн одной и той же ветви отсутствует. На малых частотах коэффициент магнитодипольного поглощения имеет пик связанный с квазидву-мерностью спектра спиновых волн. Область максимального изменения коэффициента поглощеши приходится на линейные участки плотностей состояний.

Третья глава диссертации посвящена рассмотрению антиферромаг-

нитного резонанса в четырехподр еше т очной обменно-неколлинеарной структуре типа "плоский крестп" для различных ориентации магнитного поля вдоль осей симметрии кристалла, при различных предположениях об исходной кристаллической симметрии и величинах обменных и релятивистских взаимодействий. Рассмотрение проводится для таких температур, когда учет редкоземельной подсистемы приводит лишь к температурно-зависимой перенормировке констант, описывающих подсистему меди.

В первом разделе построен гамильтониан взаимодействия магнитной подсистемы с внешним постоянным магнитным полем. Общее качественное понимание возможного поведения магнитной структуры типа "плоский крест" в магнитном поле вытекает из двух предельных случаев [15). В обменном приближении вкючение сколь угодно малого поля произвольной ориентации приведет к тому, что плоскость "креста" будет ориентирована перпендикулярно магнитному полю, а в полях порядка внутрисловного обмена "крест" захлопнется и магнитная структура станет ферромагнитной. Второму предельному случаю соответствует отсутствие структурных искажений и бесконечно малая величина биквадратного обмена по сравнению с анизотропией. В этом случае на, личие компоненты поля, лежащей в плоскости аЬ приведет к тому, что вектора антиферромагнетизма отдельных слоев станут антипараллель-ны друг другу и перпендикулярны полю, т.е. магнитная структура уже в малых полях станет двухподрешеточной коллинеарной, а в полях порядка внутрислоевого обмена возникает ферромагнитное состояние. В реальном кристалле этим двум типам поведения магнитной структуры в магнитном поле, лежащем в аб-плоскости, соответствует случаи биквадратного обмена большего или меньшего анизотропии. При этом мягкими модами в соответствующих спин-переориентационных фазовых переходах в первом случае будут являться акустические моды, а вс втором - обменная мода.

Во втором разделе для магнитной структуры типа "плоский крест' при различных ориентациях внешнего поля и соотношениях между параметрами магнитной подсистемы определены основные состояния, ча

стоты антиферромагнитного резонанса, а также приведены поля спин-гсереориентационных переходов.

При направлении поля вдоль оси кристалла [001] никаких сгаш-переориентадпошлых переходов не происходит, а "крест" плавно захлопывается. Акустические частоты, вырожденные при Н — 0, при таком направлении поля расщепляются. Величина расщепления определяется иежслоевым и биквадратным обменами:

uai ~ = 8S (JT0 + 4S2D) sin«? , (38)

де t? определяется ио уравнения на основное состояние

sin ú (J0 - 7i - 2<j2 + 2S2D sin21?) - h = 0 (39)

(десь h =

Для направления поля вдоль [100] и [110] выделены три основных •ииа поведения магнитной системы "плоский крест":

) Структурные искажения Д присутствуют.

) Структурные искажения отсутствуют, биквадратный обмен больше анизотропии D > А и энергия активации обменной моды больше энергий активации акустических мод a>}¡(h = 0) > uiA(h = 0).

) Структурные искажения отсутствуют, биквадратный обмен D < А и u:B{k = 0) < uA(h = 0).

ля Н || [100]:

нервом случае при увеличении попя происходит единственный фазо-ай переход II рода, сопровождающийся выходом "креста" из плоско-ги xtj. При этом плоскость "креста" никогда не будет перпендикулярна элю. При D ~> А можно оценить величину критического поля

hci « y/a2(J1-J0-4S2D) , (40)

"el — ОС ■

В случае 2) "крест" также выходит из плоскости ху, однако, плоскость "креста" становится перпендикулярно полю, а переход в опрокинутую фазу .может происходить путем фазового перехода I рода, либо путем двух фазовых переходов II рода. В третьем случае при величине поля h9 « 32S2\/—DJ\ [15] происходит фазовый переход II рода из состояния четырех в состояние двухподрешеточного антиферромагнетика. При этом мягкой будет являться обменная мода.

Для Н I! [110]:

Как в случае 1), так и в случае 2) при увеличении поля " крест" выходит из плоскости ху и плоскость "креста" становится перпендикулярно полю. Переход в опрокину тую" фаз у может происходить путем фазового перехода I рода, либо путем двух фазовых переходов II рода. Область существования промежуточной фазы при выходе "креста" из плоскости определяется величиной малой межслоевой анизотропии и биквадратного обмена. Получены оценки для полей hcj и hc2, которые имеют вид:

sf^JiD . (41)

Поведение магнитной системы в случае 3) аналогично случаю 3) для Н || [100], однако фазовый переход происходит как фазовый переход I рода.

Л зак.т.ючеппп суммируются основные результаты, полученные в работе н выносимые на защиту.

/7а rsavgny выносятся следующие результаты:

1. Для обменно нсколлинеарного антиферромагнетика со структурой типа Nd->CuOA перечислены возможные равновесные магнитные фазы, определены условия их устойчивости, вычислены частоты нормальных однородных колебаний сшшовой системы во всех обменно неколлинеарных равновесных магнитных фазах.

2. Исследованы макроскопические (тензорные) свойства маг-иитоупорядоченных фаз, обусловленные спин-решеточными

18

ha = SVti^J]

/2,2 = 165'

ai — <14

а-2

-' взаимодействиями. Предсказана возможность существования линейного магнитоэлектрического эффекта обменной щягроды в ДУ2 СиО\ при наличии структурных искажений.

3. Получен спектр спиновых волн в обменно неколлинеар-ном магнетике М/чСмС^. Обнаружен ряд особенностей, состоящих в том, что некоторые ветви магнонов обнаруживают чисто двумерное поведение, а дисперсия других ветвей вдоль определенного направления волнового вектора такова, что соответствующая энергия спиновой волны изменяется, сохраняя при этом значения в масштабе величин, соответствующих энергии колебаний спинов с к = 0. Вычислены магнонные плотности состояний в обменно неколлинеарной магнитной структуре типа "плоский крест".

4. Впервые рассмотрено двухмагнонное поглощение света в обменно неколлинеарной магнитной структуре типа "плоский крест". Обнаружено, что на малых частотах коэффициент магнитодииольного поглощения имеет пик связанный с квазидвумерностью спектра спиновых волн. Показано , что как в электродипольном, так ч магнитодипольном каналах поглощения процессы распада фотона на два магнона происходят одинаковым образом и, в отличие от коллинеариых трехмерных магнетиков, амплитуда двухмагнонного поглощения с участием обменного магнона имеет тот же порядок-величины, что и поглощение только с участием акустических магнонов.

5. Изучено поведение обменно неколлинеарной магнитной структуры типа "плоский крест" во внешнем магнитном поле и определены равновесные спиновые конфигурации. Получены зависимости частот АФМР от величины внешнего магнитного поля и приведены поля спин - переориентацион-ных переходов. Показано, что наличие или отсутствие структурных искажений в Nd2CuO^ может быть обнаружено при

исследовании поведения мягкой моды антиферромагнитного резонанса при сшш - переориентационных фазовых переходах в полях, перпендикулярных оси четвертого порядка.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

[1] Бпинкин В.А., Витебский И.М., Колотой О.Д., Лавриненко Н.М., Семиноженко В.П., Соболев B.JI. Влияние особенностей кристаллической структуры на магнитные свойства ЛИ2Си04// ЖЭТФ.-1990- т.98,- N6(12).- С.2098-2109.

- ч

[2] Бпинкин В.А., Витебский И.М., Ларионов М.М., Пашкевич Ю.Г., Соболев В.Л. Спиновые волны, двухмагнонное поглощение света и нёулругое рассеяние нейтронов в Nd2Cu04: Препринт ИМК-92-3/ ИМК;- Харьхов.- 1992.- 35с.

- [3] Блинхин В.А., Пашкевич Ю.Г., Еременко В.В., Пишко В.В., Звягин С.А. Антиферромагнитный резонанс в Nd2Cu04// Физ. Низк.температур.- 1992,- т.18- 7V11.- С..

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

[1] Skanthakumar S., Zhang H., Clinton T.W., Li W.-H., Lynn J.W., Fisk Z., Cheong S.-W. Magnetic Phase Transitions and structural distortion in NdiCuOij j Physica C.- 1989.- V.160 - N.2 - P.124-128.

[2] Rosseinsky M.J., Prassides K. Magnetic aspects of the T' phase in the iVrf2-*<7e,Cu04-system.//Pliysica C.-1989.- V.162-I64- P.522-523.

[3] Saeman C.L., Ayoub N.Y., Bornholm T. et al. Magnetic and superconducting properties of the eletcron-doped compounds

20

Ln2-xMsCuO*-v (£n=Pr, Nd, Sm, Eu, Gd; M = Се, ТЛ)// Physica.C.- 1989 - 159.- P.391

[4] Ghamaty S., Lee B.W. et al. Low Temperature specific heat of Ln2CuOi (Ln=Pr ,Nd,Sm,Eu and Gd) and М1ММа.1ЪСиОА-у.// Physica.C - 1989 - v.160.-P.217.

[5] Vitebskii I.M., Yeremeitko A.V., Pashkevich Yu.G., Sobolev V.L., Fedorov S.A. One-magnori light scattering in exchange-noncollinear NdiCuOK¡¡ Physica C - 1991- v.178- P.189-192.

[6] Ландау Л.Д., Лифшщ Е.М.Элекгродияамшга сплошных сред.// М.-НАУКА.- 1982.- 620с.

[7] Барьяхтар В.Г., Пашкевич Ю.Г., Соболев В.Л. Рассеяние света на магнонах и магнитооптические эффекты в шгогоподрешточных магнетиках.// ЖЭТФ- 1983.- т.85 - N5(11).- С. 1625-1637.

[8] Еременко A.B., Пашкевич Ю.Г., Соболев В.Л., Федоров С.А. Спиновые волны и одномагногаюе рассеяние света в Ьа2СиО^\ Препринт ИМК-89-13./ ВНИИ монокристаллов,- Харьков.- 1989,- 42с.

[9] В.Г. Барьяхтар, В.А. Львов, В.М. Локтев, Д.А. Яблонский Магнитная фазовая диаграмма антиферромагнетика LaiCuO4 в поперечном магнитном пояе//СФХТ.-1990.~т.З.-Лг8.-с.1795.

10] Переверзев Ю.В., Степанов A.A. Нерезонанное поглощение СВЧ поля в низкоразмерных антиферромагнетиках// Физ. Низк. температур- 1977.- т.З- N3 - С.351-355.

11] Прозорова Л.А., Смирнов A.II. Поглощение СВЧ энергии тепловыми магнонами в слоистом антиферромагнетике BaMnFt// Письма в ЖЭТФ.- 1976,- т.23.- ÍV3 - С.148-152.

12] Еременко В.В., Звягин С.А., Пашкевич Ю.Г., Пишко В.В., Соболев В.Л., Федоров С.А. Двухмагнонное поглощение и особенности спектра спшювых волн многоподрешеточных антиферромагнетиков// ЖЭТФ - 1987 - т.93- B.6.- С.2075-2089.

21

[13] Еременко В.В., Звягин С.А., Пашкевич Ю.Г., Пишко В.В., Соболев В.Л., Федоров С.А. Спектры спиновых волн в многоподреше-точных антиферромагнетиках. Двухмагнонное поглощение на обменных модах: Препринт ИТФ-86-34Р/ Институт теоретической физики.- Киев,- 1986.- 34с.

[14] Апистратов . А.Л., Криворучко В.И., Степанов А.А., Яблонский Д.А. Двухмагнонное поглощение в четырехподрешеточ-ном квазидвумерном релятивистском антиферромагнетике// Физ. Низк.температур.- 1988 - т.14- N4- С.374-385.

[15] Vitebskii I.M., Knigavko А.В., Pashkevich Yu.G. Spin-reorientation phase transition in Nd2Cu04 under a magnetic field. Unusual manifestation of magneto elastic coupling: Preprint ISC-92-11/ ISC.-Kharkov - 1992.- 13p.

Ответственный за выпуск — доктор физ.-мат. наук Витебский И.М.

Подписано к печати 04.11.92 г. Формат 60x84 1/16. Уч.-изд. л. 1,1. Тираж 100. Зак. 29. Бесплатно.

Ротапринт Института монокристаллов Харьков, пр. Ленина, 60 30-70-97