1tom - 0006.htm
Идея о том, что обменное взаимодействие может привести к А., впервые высказана Л. Нр^лем (L. Neel, 1932), Независимо от него такая идея была выдвинута Л. Д. Ландау (1933), к-рый, кроме тоги, рассмотрел фазовый переход из парамагн. фазы в антпферромагнит-ную. При T>Ttf> когда энергия теплового движения больше энергии обменного взаимодействия где (г ≈ атомный магн. момент, Н% ≈ эффективное поло обменного взаимодействия), вещество обладает парамагн. свойствами (см. Парамагнетизм]. Температурная зависимость магнитной восприимчивости % таких веществ при 71>71^у подчиняется Кюри≈Вейса закону: %=С/(Т≈6} с отрицат. постоянной Всйса 0 (кроме немногочисл. класса метамагнетиков, у к-рых 9 положительна). При Т= 7Vобменная энергия становится равной тепловой (\\ifI£≈kT) и в веществе возникает А. В большинстве случаев переход в точке Т& является фазовым переходом 2-го рода и сопровождается характерными аномалиями теплоемкости, коэф. теплового расширения, модулей упругости и др. В слабых магн, полях И намагниченность JM аитиферромагнетиков, как в парамагнетиков, линейно зависит от магн. поля (JH=X/f); однако зависимости %(Т) этих веществ существенно отличаются. Особенно ч╦тко характерные магн. свойства АФМ проявляются в одноосных кристаллах. В частности, когда ось А. направлена вдоль гл. оси кристалла, продольная (вдоль оси) магн. восприимчивость (х w) резко уменьшается с понижением томп-ры, а
поперечная (х i ) не зависит от темп-ры, т. е. наблюдается сильная анизотропия магн, восприимчивости.
2. Магнитная структура антнферромагнетиков
Вид магн. упорядочения характеризуется магнитной атомной структурой, симметрия к-рой описывается точечными и пространств, группами магнитной симметрии, Элементарная ячейка магн. структуры может совпадать с кристаллографической (рис. 1, справа), а может иметь кратный период, напр, вдвое больший (рис, 1, слева).
Магн. структуру АФМ удобно описывать совокупностью вставленных друг в друга подреш╦ток магнит* млх, каждая из к-рых обладает намагниченностью М/. Во всех АФМ, кроме АФМ со слабым ферромагнетизмом* В отсутствие внеш. магн. поля 2!,-JM(-=0. В обширном классе АФМ со слабым ферромагнетизмом особый вид анизотропии приводит к отклонению взаимного направления намагниченностей Л/(- от 180° («скосу» подреш╦-ток) и возникновению небольшого спонтанного суммарного магн, момента.
Наряду с коллкнеарньтми существуют более сложные антиферромагн. структуры, В нек-рых АФМ векторы Af,- направлены по сторонам треугольника или по четыр╦м пространств, диагоналям куба. Существуют такие структуры, к-рые нельзя описать с помощью разбиения на подрешотки, напр, геликоидальные и синусоидальные. В геликоидальных (спиральных) структурах магн. моменты перпендикулярны нек-рону выделенному направлению. В слоях, перпендикулярных этому направлению, все магн. моменты параллельны друг другу, а моменты двух соседних слоев пов╦рнуты на угол cp= ≈2я(Ып). Здесь п ≈ целое число, Ь ≈ период геликоида (у большинства геликоидальных структур величина Ъ но кратна постоянной решетки с}. В АФМ синусоидальной структуры также существуют параллельные атомные слои, но намагниченность М^ каждого слоя направлена перпендикулярно ему, прич╦м jtfft~sin % (fc≈0,1, ...),
Направления векторов ЛГГ- относительно кристалло-Графич. осей определяются взаимодействиями, гораздо более слабыми, чем обменное; они обусловливают анизотропию АФМ. Имеются два осн. вида анизотропии АФМ: анизотропия, вызванная взаимодействием атомных магн. моментов между собой (дипольная и псевдо-дипольная), и анизотропия магн. свойств каждого
нона, возникающая в результате совместного действия
внутрикрметаллического поля и спин-орбитального взаимодействия (т. н, одноионная анизотропия).
Прямым методом определения магн. структуры АФМ (включая направление и даже температурную зависимость ыамагниченностой подреш╦ток) является наблюдение дифракции нейтронов на реш╦тке магн. ионов.
Интенсивность магн. дифракц. пиков ~М\\ (см. Магнитная нейтронография}.
3, Феноменологическая теория антиферромагнетизма
Простейшее описание А. да╦т феноменологич. теория молекулярного поля. В случае двух подреш╦ток с на-магпиченностями Ма и Л/j, можно ввести эффективные молекулярные поля, действующие на магн. ионы каждой из подреш╦ток:
где а и у ≈ константы обменного взаимодействия соответственно внутри и между под реш╦тками (у>0 и обычно у>|ос|). Закон Кюри для намагниченности каждой из пюдрешбток .во внеш. поле Н записывается в виде
С
м h =
С
(2)
Суммируя намагниченности подреш╦ток Ма и Л/ь, можно получить, что магн, восприимчивость ^ следует (при r>jTjv) закону Кюри≈ Вейса: ^=С/(Т≈^}, где 6 ≈ ≈ С(а-г-у)/2, т. е. 9<0. Полагая tf^Q и приравнивая детерминант системы однородных ур-ний (2) нулю, можно получить выражение для темп-ры перехода: ТН=С(У≈ а}/2. Как видно из этих выражений, при a > 0 абс. значение Э в АФМ должно быть существенно больше TN, Согласно опытным данным, |6|/?V~ 2≈3, Знаком и величиной 0 АФМ существенно отличаются от ферромагнетиков (ФМ), в к-рых Q^TC.
Ниже 7*дг намагниченность нодрсш╦ток быстро нарастает и е╦ температурная зависимость в рамках теории молекулярного ноля выражается через ф-цию Брил-люэна. В случае низких тсмп-р теория молекулярного поля для описания А. неприменима.
Наиб- общее феноменологич. описание перехода в антиферромагн. состояние да╦т теория фазовых переходов Л. Д. Ландау (1937), В этой теории термодинамич. потенциал Ф раскладывается в ряд по параметрам порядка, к-рыми в случае АФМ являются компоненты векторов М{, Удобнее пользоваться линейными комбинациями этих векторов. Для двухподреш╦'точного АФМ таковыми являются вектор антиферромагнетизма £= Л/j ≈ Ж 2 и вектор намагниченности jlf= Jfj-p- jtfa. Вид разложения определяется симметрией кристалла ≈ все члены разложения должны быть инвариантны относительно преобразований симметрии кристалла в парамагн. состоянии. Напр., для одноосного двухподреш╦точного АФМ:
(3)
МН.
Здесь члены, коэф. у к-рых обозначены прописными буквами, обусловлены обменным взаимодействием, а строчными буквами обозначены коэф. членов, описывающих анизотропию АФМ. Условие минимума потенциала Ф да╦т систему ур-ний, решения к-рых определяют значения векторов ^и М при термодинамич. равновесии, Эти решения зависят от знаков констант. В частности, решения с ^^=0 соответствуют минимуму, когда
ш
X
О
Н <
Т. о., переход из парамагн. состояния в антиферромагнитное происходит при такой темп-ре TN, при к-рой коэф. Л меняет знак. В окрестности Т^ значе- ЛЛЛ ние Л=~-А, (Т≈ TM), где X ≈константа. Поэтому темпе- 109
")
}
