Физика твердого тела - Ашкрофт Н.
Скачать (прямая ссылка):
Аналогичная классификация может быть проведена и для магнитоупоря-доченных металлов, несмотря на то, что концепция локализованного магнитного иона, по-видимому, к ним неприменима. Для описания упорядочения вводится спиновая плотность я2 (г) = = х1.2 [п| (г) — П| (г)], которая определяется в каждой точке г вдоль некоторого произвольного направления г. Через (г) и (г) обозначены вклады электронов, находящихся в соответствующих спиновых состояниях, в полную электронную плотность; при этом имеются в виду проекции спина на ось г. В магнитоупорядоченном металле локальная спиновая плотность не обращается в нуль. В ферромагнитном металле не обращается в нуль5 (при некотором направлении г) также и интеграл | о1твг (г), в то время как в антиферромагнитном металле он равен нулю при
любом выборе г, хотя сама спиновая плотность вг (г) имеет ненулевое значение.
В металлах также могут наблюдаться сложные магнитные структуры. Например, хром представляет собой антиферромагнетик, характеризующийся периодическим распределением спиновой плотности, причем период не связан при нормальных условиях с периодом решетки, а определяется геометрией поверхности Ферми.
Некоторые примеры магнитоупорядоченных твердых тел приведены в табл. 33.1—33.3.
8
Фиг. 33.2. Линейные цепочки спинов в случае ферромагнитного (а), антиферромагнитного (б) и ферримагнитного (в) упорядочения.
*) Этот термин происходит от слова «феррит». Обзор соответствующих вопросов см. в работе [1].
Таблица 33.1
Критическая температура Тс и намагниченность насыщения М0 некоторых ферромагнетиков
Вещество тс, к М0, Гс а)
Ре 1043 1752
Со 1388 1446
№ 627 510
2.93 1980
Оу 85 3000
СгВг3 37 270
Аи2МпА1 200 323
Си2МпА1 630 726
Си2Мп1п 500 613
ЕиО 77 1910
ЕиБ 16,5 1184
МпАв 318 870
МпВІ 670 675
йаСЬ, 2,2 550
а) При Г = 0 К. Данные взяты из работ Кеффера [2] и Хеллера [;',].
Таблица 33.2
Критическая температура Тс некоторых антиферромагнетиков а)
Вещество Гс. К Вещество Т . К
МпО 122 КСоГ3 125
ГеО 198 МпР2 67,34
СоО 291 РеР2 78,4
N10 600 СоР2 37,7
ИЬМпРз 54,5 МпС12 2
КРеК3 115 \"Б 1040
КМпРз 88,3 Сг 311
1) Данные взяты из работы Кеффера [2].
Таблица 33.3
Критическая температура Тс и намагниченность насыщения Лґ0 некоторых ферримагнетиков
Вещество Гс, К М(Ь Гс а)
Ре304 (магнетит) 858 510
СоРе204 793 475
ШРе204 858 300
СиРе204 728 160
МпРе204 573 ¦ 560
У3Ре5012 (ИЖГ) 560 195
') При Г = О К.
Данные взяты из работы Кеффера [2].
312
Глава 33
наблюдение магнитных структур
Магнитное упорядочение в твердом теле, имеющем спонтанную намагниченность, обнаруживается благодаря наличию макроскопического магнитного поля *). Однако в антиферромагнитных твердых телах магнитное упорядочение не приводит к возникновению макроскопического поля, так что в этом случае следует применять более тонкие способы. Прекрасным методом выявления
iiiiiiiiiiii її і I I 1.1_L
/5» 20° 10 20 30 4 0 50 60 70
т, к
а б
Фиг. 33.3. Результаты экспериментов по рассеянию нейтронов в антиферромагнетике. (Из
работы 15].)
а — брэгговские пики при рассеянии нейтронов в ванадите марганца MnV,0<, являющемся антиферромагнетиком с Тс = 56 К. При Т < Тс интенсивность пиков уменьшается с повышением температуры, б — температурная зависимость интенсивности пиков (220) и (ill). Выше Тс интенсивность^очень слабо
"ависит от температуры.
локальных моментов является рассеяние медленных нейтронов, поскольку нейтрон обладает магнитным моментом, взаимодействующим со спином электрона твердого тела. Это приводит к появлению дополнительных пиков в сечении упругого рассеяния нейтронов, помимо тех пиков, которые отвечают брэг-говскому отражению при рассеянии нейтронов атомными ядрами в немагнитном случае (стр. 100). Магнитные пики можно отличить от немагнитных, поскольку они уменьшаются и пропадают, когда. температура, повышаясь, проходит через критическое значение, при котором исчезает магнитный поря-
*) Следует иметь в виду, что доменная структура часто маскирует существование магнитного поля. См. стр. 333—336.
Магнитное упорядочение
313
65,500
66,000
Фиг. 33.4. результаты исследования антиферромагнетика методом ядерного магнитного
резонанса.
а — температурная зависимость частоты ядерного магнитного резонанса в нулевом поле для ядер Г" в аи-тиферромагнетике МпР2. Резонансная частота обращается в нуль при критической температуре антиферромагнетика Тс = 67,336 К. (Из работы [6].) 6 — температурная зависимость куба частоты ядерного магнитного резонанса в нулевом поле для Р" в МпГ, в малой окрестности критической температуры Тс (обратите внимание, что температурная шкала значительно растянута по сравнению со случаем а). Если считать частоту пропорциональной намагниченности подрешетки, то это показывает, что намагниченность стремится к нулю по закону (Го — Г)1/», выполняющемуся с очень высокой точностью.
док: к тому же эти пики меняются в зависимости от приложенного магнитного поля *) (фиг. 33.3).
