Файл: Физика магнитных диэлектриков..pdf

взяты из разных экспериментов. Тогда возможно теорети­ чески рассчитать F (Т), и из сопоставления расчетов с экс­ периментом ЯМР определить параметр с и, следова­ тельно, величину редукции AS/S.

Для K2NiF.j оказалось, что AS/S =0.20 +0.03, что до­ вольно хорошо сходится с предсказанием теории спиновых воли (A5/JS'=0.18 [52]).

Следует сделать несколько замечаний о погрешностях в экспериментах по ЯМР, определяющих Достоверность получаемых данных о температурной зависимости намаг­ ниченностей подрешеток. Первый очевидный источник погрешности — это конечная ширина линий ЯМР. Ли­ нии ЯМР в магнитных кристаллах обычно неоднородно уширены и величина ширины лежит в очень широких пределах. От единиц килогерц, как например для ядер 67Fe в FeB03 при Т =4.2°, где разрешающая способность А/// ~ 10-4—ІО-5, до единиц, десятков и даже сотен мегагерц, например, для ядер 151Eu, 153Ен в EugFesO^ [53].

Очень широкие линии обычно наблюдаются в сложных структурах: твердых растворах или ферритах сложного состава, а также в поликристаллических образцах, для ядер, обладающих квадрунольным моментом, и ядер, на­ ходящихся в доменных границах.

Второй важный источник погрешности — это темпера­ турная зависимость константы сверхтонкого взаимодей­ ствия. С температурой изменяются параметры решетки, что деформирует электронную оболочку ионов и атомов и изменяет константу СТВ. Кроме того, колебания решетки, вызывающие смещение ядра относительно электронного облака, также приводят к изменению среднего значения константы СТВ. Температурные зависимости константы А можно исследовать методом электронного парамагнитного резонанса. Для этого необходимо измерить температур­ ную зависимость константы сверхтонкого взаимодействия того же самого парамагнитного иона в магниторазбавлен­ ном кристалле с той же самой кристаллографической структурой, что и исследуемый магнетик. В работе [35] было отмечено, что константа сверхтонкого взаимодей­ ствия для ионов Мп2+ в шпинели зависит от температуры, как

203

Но температурная зависимость константы А может быть значительно больше в других случаях. Например, в Mgü и других [54, 55] кристаллах константа А для Мп2 + изменяется на величину ІО-'1 на градус. Такте образом, при изменении температур на 100° изменение константы дает ошибку 1 % .

Дополнительные сложности в интерпретации резуль­ татов иногда-могут возникнуть из-за того, что наблюдае­

изменяться с температурой в соответствии с температур­ ной зависимостью намагниченности ионов в доменной гра­ нице. В общем случае эта зависимость отличается от температурной зависимости для ионов внутри домеиа [31 ].

И последний источник погрешностей — различная тем­ пературная завпсимость сверхтонкого поля и дипольного поля в ферритах. Это происходит из-за того, что общее дипольное поле на ядре складывается из полей, создавае­ мых окружающими ионами, принадлежащими различным подрешеткам. Каждая подрешетка имеет собственный тем­ пературный ход, поэтому дипольное поле па ядре будет изменяться не так, как сверхтонкое, поскольку электрон­ ные намагниченности, вызывающие то и другое ноле, относятся к разным подрешеткам. В кристаллах, имеющих только эквивалентные (в смысле температурной зависи­ мости) подрешеткн, эти эффекты, естественно, отсутствуют. Указанные погрешности, очевидно, накладывают известные ограничения на возможности метода ЯМР. Однако в громадном количестве случаев рассмотренные эффекты не столь существенны, чтобы заметно влиять на ценность полученных результатов.

§ 4. ЯМР ВБЛИЗИ ТОЧЕК ПЕРЕХОДА

ИВ ПАРАМАГНИТНОЙ ОБЛАСТИ

Впредыдущих параграфах этой главы рассматри­ вались исследования ЯМР в магнитоупорядоченной области при Т ТG,N- Однако высокая разрешающая способность ме­ тода позволяет использовать его для изучения магнитных. свойств твердого тела как вблизи температуры магнитного упорядочения, так и в парамагнитной области.

Одной из центральных задач современной физики твер­ дого тела является изучение фазовых переходов, в част-

204

пости переходов второго рода. Для соноотан.'кчіші различ­ ных теоретических моделей с экспериментом необходимо иметь точные данные о температурной зависимости намаг­ ниченности вблизи критической точки. 11о-видимому, наи­ большую точность для янтнферромпгнетпков может обеспе­ чить только ЯМР. Анализ современного состояния проблемы фазовых переходов можно наііти, например, в обзоре [571.

Известно, что обычная теория молекулярного поля и и термодинамическая теория Ландау описывают темпера­ турную зависимость намагниченности подрешеток в ферро- и аитпферромагыетмках при подходе к точке Кюри (Нееля) со стороны низких температур следующим образом:

римента как раз и является определение этого параметра. Первые точные измерения намагниченности с помощью ЯМР вблизи Ѳ были сделаны Геллером и Беиедеком в MnFa [58]. Они измерили локальное магнитное поле на ядрах F19 в интервале 0.005° К <Д Т —■Т-^ <Д 2° К. Проис­ хождение этого поля мы будем обсуждать в следующих параграфах. Здесь же необходимо заметить, что локальное поле иа ядрах фтора в MnF2 пропорционально намагни­ ченности подрешеток. Экспериментальные результаты мо­ гут быть описапы формулой с ß=0.333+0.007 (рис. 3.12). После этого те же самые авторы исследовали положение линии ЯМР европия в ферромагнетике EuS в интервале

0.2Тс — Т ^ 2° К (Тс =16.5°'К). В этом случае они

снова нашли, что параметр ß =0.33 + 0.015. Полученное значение очень близко к упомянутому выше результату для трехмерной изинговской модели и отличается от Р =1/2 для теории Ландау и молекулярного поля. Более подробное обсуждение этих эффектов может быть найдено в работе [57].

Выше температуры магнитного перехода кристалл не имеет спонтанной намагниченности (илн периодической магнитной структуры) и, следовательно, на ядрах нет ни­ какого статического внутреннего магнитного ноля.

205

Но если образец находится во внешнем магнитном

локальное поле на ядрах в этом случае Н„ — М — X,flo> и оно много меньше, чем в магнптоупорядоченпой области, так как в парамагнитной области намагниченность много

Рис. 3.12. Температурная зависимость куба частоты ЯМР 1SF в MnF2 в интервале 1.8° ниже точки Нееля [58].

меньше, чем при Т Tq. Причем мы ограничимся слу­ чаем обычных значении полей II0.

В простейших случаях в ферро- и антиферромагпетиках температурная зависимость М описывается обычным законом Кюри—Вейса, если теория молекулярного поля применима. ЯМР измерения температурной зависимости локальных полей дают ту те самую информацию, что и измерения х Для простейших ферро- и антиферромагнети­ ков. Но значительно более интересные результаты дает ЯМР для ферримагнетиков. С помощью метода ЯМР воз­ можно исследовать температурную зависимость различных магнитных подрешеток ферримагнетиков выше точки Кюри. Никакие другие экспериментальные методы не позволяют сделать этого, хотя информация о температур­ ной зависимости намагниченности подрешеток весьма по-

206

лезыа для изучения обменных взаимодействий и эффектов ближнего магнитного порядка.

Обсудим некоторые подробности ЯМР исследования ферримагнитного RbNiF3 выше точки Кюри, поскольку это пока первый пример такого исследования [59—62]. Часть элементарной ячейки RbNiF3 показаиа на рис. 3.13.

Вэтой структуре имеются два положения ионов никеля:

/и а. Число иоиов Ш2 + в / кристаллографических пози­

есть локальное поле на ядре фтора с индексом і (і ~ к, h). Основной вклад в сдвиг дает сверхтонкое взаимодей­ ствие между ядром фтора и ближайшими ионами никеля. Для ядер фтора в позиции h имеются два ближайших иона

никеля и оба они — из подрешетки /, тогда

А для ядер фтора в позиции к один ближайший ион Ni2 +

нитные моменты никеля из а- и /-подрешетки соотвѳт-

207

ственно. Как видно из формул (3. 32) и (3. 33), локальное поле на ядре фтора h меняется с температурой так же,

лепил внешнего магнитного поля На вдоль гексагональ­

непосредственно температурную зависимость намагничен­ ности подрешетки /. В локальное поле на ядре фтора к дают вклад ионы никеля из обеих подрешеток и, следова-

20S

тельио, температурная зависимость АIIк определяется температурной зависимостью обеих подрешеток. Однако

мости ра (Т) и р/ (Т), полученные из данных ЯМР. Инте­

ресно отметить, что изме­ нение знака у ра проис­

быть качественно объясне­ ны следующим образом в терминах теории молеку-

Рнс. 3.15. Температурная за­ висимость намагниченностей подрешеток (иа один ион №2+)

в RbNiF3.

I — (і/ . п — е а [59].

лярного поля. При высоких температурах обменные поля несущественны и обе (ря и р^) парамагнитные подрешетки

направлены вдоль внешнего магнитного поля. Когда тем­ пература понижается, то аитифе'рромагиптное поле между подрешетками возрастает, и на ионы никеля действуют эффективные поля, которые представляют собой алгеб­ раическую сумму внешнего поля и эффективного обмен­ ного ноля. Таким образом, на подрешетку / действует поле

раза больше, чем ионов Ш2+ в a-позициях, то ,Ра =2Jaf. И когда J /aру. > //„, то эффективное поле Щфф, действую-