Файл: Физика магнитных диэлектриков..pdf

c ma (и аналогично для 1ш (В)). В дальнейшем везде под векторами 1т будут подразумеваться те из 11,), которые не совпадают с гаа или т 4, последние же будут выделяться особо. Из сказанного следует, что не существует инва­ риантов типа mlt4>, так что таких членов не будет в разло­

жении (2. 227). Далее, можно убедиться (см. Прилояге-

ние 2), что, если все 1$*’ =0, (Дѵ> (В) =0), а т о=^0 ( т 4=^=0),

то все спины подрешетки сА(S .) равны между собой. Но

это означает, что если в структуре только т а ( т 4) отличны от нуля, то внутри подрешетки ионов А ; (Вс) имеется упо­ рядочение ферромагнитного типа.

Как может возникнуть упорядочение такого типа из парамагнитной фазы? Рассмотрим ту часть термодинами­

(«Перекрестных» членов типа ma4l(,) в (2. 231), как отме­

ковы, что эта форма существенно положительна, то мини­ мум термодинамического потенциала <pj (2. 227) дости­

гается при всех 1(',)=0 * и q>J совпадает с <pj (2. 231).

Потенциал и» в зависимости от знака коэффициента С имеет минимум при параллельной (если С <С 0) или аитипараллельной (если С > 0) ориентации моментов подрешеток ш0 и ш4). При этом

щих к тому, что некоторые из Іі'') в равновесии отличны от нуля, но намного меньше, чем т. Эта ситуация совершенно аналогична описан­ ному ниже явлению слабого ферромагнетизма.

128

Парамагнитная фаза будет равновесной при тех тем­ пературах (и давлениях), при которых минимум ер2 (ша, ть) будет осуществляться при та=т ь—0, т. е. при

(2. 233)

(Индекс 0 означает, что производные вычисляются при та= т ь= 0). С изменением температуры (реально — с по­ нижением '“ее) ^'условия (2.233) могут нарушиться. При этом,*' очевидно,г раньше, чем нарушится любое из двух первых условий в (2. 233), нарушится третье условие (ибо при А = 0 или 5 = 0 "уже А О 0). Поэтому точка Тс (р) фазового перехода определится из условия *

Д(р, ^с)=

(2. 234)

Д > 0 при Т > ГС) и 4 < 0 при Т < jTq

Вблизи этой точки Тс (р) коэффициенты А, В, С раз­ ложим в ряд (давление дальше ие будет явно указываться):

А (Т ) = А 0 + а ( Т - Т с), Б(Т) = В0 + ? ( Г - Г С),

а парамагнитной фазе соответствуют более высокие тем­

* Когда выше говорилось, что квадратичная форма, составлен­ ная из 1(ѵ), существенно положительная, то предполагалось, что условия, аналогичные (2. 233), для этой формы оставались еще выполненными при температуре Тс.

Отсюда видно, что равновесные значения моментов нодрешеток тан тьвблизи от точки перехода связаны соот­ ношением

і/ А1

=У и ; т"*

нлн в векторной форме

(2. 239) имеет обычный вид, характерный для фазового

из (2. 238) и ть) следует добавить к (2. 239) члены четвер­ того порядка по піг и ш4, которые сведутся (в силу (2. 238)) к члену Dm) (чтобы фазовый переход был переходом II рода, как обычно, требуется D )> 0).

Полученное соотношение (2. 238) между моментами подрешеток важно не столько количественно (коэффи­ циенты А 0 и В0 все равно не известны), сколько тем, что оно позволяет сделать важный вывод о том, что не может быть такого упорядочения ферримагиетика, при котором суммарный момент в одной (из неэквивалентных между собой) подрешеток был бы отличен от нуля, а в другой — отсутствовал.

Соотношение между моментами подрешеток не остается фиксированным, ио меняется с температурой, в связи с чем и возможны такие явления, как точки компенсации (при антипараллелыюй ориентации моментов подрешеток), в которых абсолютные значения намагниченностей подре­ шеток выравниваются (и суммарный момент подрешеток обращается в нуль), или точки, где намагниченность одной из нодрешеток равна нулю.

Вместе с тем возможны определенные типы антиферромагиитного упорядочения в одной из неэквивалентных подрешеток, в то время как другая подрешетка остается парамагнитной. Так будет в том случае, если в подрешетке

130

ионов А отличен от нуля такой из векторов (А ) из (2. 229), который преобразуется по представлению ѵ0, отсутствующему среди векторов 1<ѵ,) (В) (т. е. в совокуп­ ности всех ѵ' нет представления ѵ0).

Релятивистские взаимодействия. Слабый ферромагпетизм

Как уже говорилось выше, релятивистские магнитные взаимодействия гораздо слабее обменных. Но именно эти относительно слабые взаимодействия, ввиду их анизотропного характера, определяют ориентацию спинов относительно кристаллической решетки. Поэтому магнитные поля порядка эффективных полей анизотропии (Нл) в состоянии повернуть спины относительно решетки, не изменив при этом ориентации спинов различных ионов относительно друг друга, т. е. сохранив тип магнитной структуры. Чтобы изменить существенно тип магнитной структуры, нужны гораздо более сильпые магнитные поля порядка эффективных обменных полей (НЕ)■ Можно счи­ тать, что влияние самих анизотропных взаимодействий на тип структуры будет проявляться лишь в небольших (порядка На/НЕ) изменениях величии спинов и углов между спинами различных ионов, т. е. в не очень существенном, вообще говоря, изменении типа структуры, сложившейся

восновном из-за обменных взаимодействий. Однако в не­ которых случаях влияние анизотропных взаимодействий на тип магнитного упорядочения может быть существен­ ным. Одним из примеров такого влияния анизотропных взаимодействий на тип магнитной структуры служит явление слабого ферромагнетизма, теоретическое объясне­ ние которого было дано И. Е. Дзялошинским [21].

Явление слабого ферромагнетизма состоит в том, что

внекоторых кристаллах, где обменное взаимодействие приводит к антиферромагнитному типу магнитного упоря­ дочения (с равным нулю суммарным'моментом), реляти­ вистские анизотропные взаимодействия могут так «по­ вернуть» (или изменить по величине) эти моменты, что при этом возникнет суммарный момент, отличный от нуля. Этот суммарный момент т будет намного меньше «вектора антиферромагнетизма» I, так как т / І ^ П в / Н е , где Н D— некоторое эффективное поле («поле Дзялошинского») по­ рядка характерных полей анизотропии. Таким образом,

9* 131