МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА НИЗКОРАЗМЕРНОГО МУЛЬТИФЕРРОИКА 1ЛСи202: ИССЛЕДОВАНИЕ МЕТОДАМИ ЯМР 63>65Си, 7Ы
А. Ф. Садыков"*, А. П. Геращенко", Ю. В. Пискунов", В. В. Оглобличев", А. Г. Смольников", С. В. Верховский", А. Ю. Якубовскийь, Э. А. Тищенкос, А. А. Буша
'' Институт физики металлов Уральского отделения Российской академии наук 620990, Екатеринбург, Россия
ь Российский научный центр «Курчатовский институт» 123182, Москва, Россия
'"Институт физических проблем им. П. Л. Капицы. Российской академии наук
1193:Ц, Москва, Россия.
'1 Московский государственный институт радиотехники, электроники и автоматики (технический университет)
119454, Москва, Россия.
Поступила в редакцию 11 марта 2012 г.
Выполнено комплексное ЯМР-исследование магнитной структуры мультиферроика ЫСи^СЬ. Выяснено, что спиновые спирали в ЫСи^СЬ не лежат ни в одной из кристаллографических плоскостей аЬ, Ъс или ас. Внешнее магнитное поле, направленное вдоль оси с кристалла, не изменяет пространственной ориентации геликсов в цепочках Си2+. Магнитное поле Ни = 94 кЭ, направленное вдоль осей а и Ь, подворачивает плоскости спиновых спиралей в цепочках, стремясь сориентировать нормаль п геликсов вдоль внешнего магнитного поля. Наибольший поворот плоскостей поляризации магнитных моментов имеет место при Но || Ь.
1. ВВЕДЕНИЕ
Мультиферроик 1ЛС112О2 относится к классу фрустрированных квазиодномерных магнетиков, в которых имеет место конкуренция ферро- и антиферромагнитных обменных взаимодействий между ближайшими и следующими за ближайшими спинами в цепочке С11О2. Помимо чисто физического интереса подобные системы рассматриваются как объекты возможных практических приложений в современной микроэлектронике. Ниже критической температуры Тдг = 23 К в соединении ЫСпгОг наблюдается переход в упорядоченное состояние с несоизмеримой геликоидальной магнитной структурой [1,2], сопровождаемый возникновением спонтанной макроскопической электрической поляризации Р [3], при этом величина и направление вектора Р зависят от внешнего магнитного поля. На сего-
Е-таП: яаЛукоу'Штр.viran.ru
дняшний день имеется несколько различных теорий, объясняющих возникновение сегиетомагпетизма в соединениях с геликоидальной магнитной структурой [4 6]. Они дают различные предсказания относительно взаимосвязи пространственной ориентации спинового геликса и направления электрической поляризации. Поэтому для экспериментальной проверки имеющихся теоретических моделей сегиетомагпетизма крайне важно знать реальную пространственную ориентацию плоскостей спиновых спиралей в кристалле и ее эволюцию в зависимости от величины и направления внешнего магнитного поля.
Несмотря на большое количество экспериментальных работ, посвященных исследованию магнитных и электрических свойств ЫСпгОг [1 3,7 13], детальная картина магнитной структуры в основном состоянии этого оксида все еще остается не выясненной. Так, в работе по нейтронной дифракции [1] была предложена иЬ-плоскостная спиральная модель,
9 ЖЭТФ, выи. 4 (10)
753
которая, однако, столкнулась с трудностями в объяснении направления макроскопической электрической поляризации Р, индуцируемой в 1ЛС112О2 ниже Тдг = 23 К. Позже, в 2007 г., Парк с соавт. [3] предложили другую, Ье-плоскостную, геликоидальную магнитную структуру, которая была отчасти подтверждена в экспериментах по рассеянию поляризованных нейтронов [7]. В работах [8,9] на основе данных по нейтронной дифракции и ' 1Л-ЯМР была предложена модель планарной геликоидальной структуры, в которой ось геликса (нормаль п к плоскости спиновой спирали) лежит в плоскости иЬ и составляет с осями и и Ь угол примерно 45°. К такому же выводу о пространственной ориентации спинового геликса в ЫСпгОг пришли авторы работы [10], в которой исследовалась диэлектрическая проницаемость ес вдоль оси с кристалла в зависимости от величины и направления внешнего магнитного поля. Кроме того, в данной работе было показано, что магнитная структура в 1ЛС112О2 вполне устойчива к воздействию сильных внешних магнитных полей (вплоть до Н = 94 кЭ), и магнитных переориеитаци-онных переходов типа «спин-флоп» в этой системе не наблюдается.
Стоит обратить внимание на то, что представленные выше исследовательские работы проводились (за исключением работы [10]) на двойниковых кристаллах 1лСи2 Оз, что могло вызывать дополнительные трудности при интерпретации результатов. В 2009 г. были исследованы магнитные свойства монодоменных образцов 1лСи2 Оз методами электронного спинового и ядерного магнитного резонансов [11]. Авторам работы [11] удалось описать полученные результаты в рамках моделей пленарного геликса при ориентациях Н || Ь, Н || си коллинеар-ной спин-модулированной структуры при ориентации внешнего магнитного поля Н || а. В частности, они показали, что в пулевом магиитиом поле и в поле Н || с голике магнитных моментов лежит в плоскости иЬ, а при Н || Ь (Н > 30 кЭ) в плоскости ас.
В наших предыдущих 63'65Сп-ЯМР-исследова-ниях магнитной структуры двойникового монокристалла ОС'пгОг [12,13] было установлено, что спектры ЯМР немагнитных ионов меди Сп+ при температурах ниже Тдг удовлетворительно описываются в модели планарной спиральной магнитной структуры. При этом выяснено, что в оксиде 1ЛС112О2 нормаль к плоскости спиновой спирали составляет с осыо с кристалла угол, близкий к 40°. В настоящей работе представлены результаты комплексного ЯМР-исслсдования на ядрах немагнитных ионов Сп+ и 1л+ особенностей магнитной структуры муль-
тиферроика LiCi^Ch- Измерения выполнены на образце без двойников выше и ниже температуры магнитного фазового перехода при различных ориентациях монокристалла во внешнем магнитном поле.
2. ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Образец LiCu202, исследованный в данной работе, был выращен методом зонной плавки и представлял собой кристалл без двойников с размерами 3x4x2 мм3, позволяющими использовать его для ЯМР-исслсдований. Отсутствие двойникования в образце было проверено методами рентгеноструктур-ного анализа и оптической поляризационной микроскопии. Объемная магнитная монодоменность кристалла была установлена в результате исследования формы спектров ЯМР ' Li в зависимости от ориентации образца во внешнем магнитном поле при температуре Т < Тдг = 23 К.
ЯМР-изморония 63,65Си (I = 3/2) и 7Li (I = 3/2) были проведены при температурах Т = 290, 10, 4.2 К в пулевом H о = 0 и во внешнем магнитном поле Н0 = 94 кЭ при ориентациях кристалла Н0 || а, Ь,с. Сигнал спинового эха E(2t) формировался последовательностью двух когерентных радиочастотных импульсов (тр)3. — tdd — (тр)у — — ¿del — ('('ho, создающих в резонансной катушке с образцом переменное магнитное поле с амплитудой #i ~ 50 200 Э. Для измерения спектров, ширина которых превышала полосу частот, возбуждаемую РЧ-импульсом, применялась методика суммирования массива фурье-спектров, полученных при изменении частоты спектрометра с шагом Дг/ = 100 кГц. Компоненты тензоров градиента электрического поля (ГЭП) и магнитного сдвига резонансных линий определялись с помощью специальной компьютерной программы моделирования спектров ЯМР, записанных при различных ориентациях монокристалла во внешнем магнитном поле.
3. ОСОБЕННОСТИ КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ И МАГНИТНОЙ СТРУКТУР LiCu202
Кристаллическую структуру орторомбическо-го LiCu202 можно представить как последовательное чередование вдоль оси е слоев: Сп+ , О Сп2+ О Li и Li О Сп2+ О [14], как показано на рис. 1. Таким образом, в оксиде имеются две кристаллографически неэквивалентные позиции меди: ионы в магнитном состоянии (Сп2+) и в немагнитном (Сп+). Нейтронные исследования показали,
Рис.1. Ионы Li+, Cu+ и Cu2+ в кристаллическои решетке LiCuoOo. Показаны внутри- и межцепочечные гейзенберговские обменные взаимодействия Ji, J'2, Jn, J', J" между магнитными моментами меди и предполагаемая пространственная ориентация плоскостей спиновых спиралей в Си2+-0-цепочках слоев т = I, II, III, IV
что волновой вектор несоизмеримой магнитнои структуры qy = 0.174 • 2тг/Ь [1] направлен вдоль цепочек ионов Си2+, соседние магнитные моменты ионов Си2+ вдоль оси а антипараллельны, а, спины, связанные трансляцией на, постоянную решетки с, сонаправлены. Возникновение геликоидального магнитного порядка в LiCi^Cb обусловлено сильной внутрицепочечной фрустрацией, вызванной соизмеримыми по величине гейзенберговскими обменными взаимодействиями в Си2+-0-цепочка,х: ферромагнитным J\ < 0 между ближайшими и антиферромагнитным (АФ) J2 > 0 между следующими за ближайшими ионами Си2+. Кроме того, цепочки, отстоящие друг от друга, на, величину а, связаны друг с другом гейзенберговским АФ-взаимодействием Ja, а слои II, III (I, IV) и
I, II (III, IV) (см. рис. 1) — гейзенберговскими взаимодействиями соответственно J' и J". Величины обменных магнитных взаимодействий были определены в экспериментах по неупругому рассеянию нейтронов (Ji, J2, Ja, J') = (—7.0, 3.75, 3.40, 0.0) мэВ [15], а также при расчетах интегралов обменного взаимодействия, проведенных ab initio в приближении локальной плотности (LDA) (Ji,J2,Ja,J') = (-8.1, 14.4, 5.7, 0.4) мэВ [2]. Что касается взаимодействия J", оно близко к нулю [16].
Элементарная ячейка, LiCi^Cb содержит четыре кристаллографически эквивалентных позиции ионов Си2+, расположенных в плоскостях (I, II, III, IV), как это показано на, рис. 1. Ионы Си+ находятся между двумя соседними I, II (III, IV) плоскостями и имеют 4 ближайших иона, Си2+. Каждый из ионов Li+ расположен между двумя Си2+-0-цепочка,ми в ab-плоскости и окружен несколькими ионами Си2+, лежащими как в этой ab-плоскости, так и в двух соседних, верхней и нижней, ab-плоскостях (см. рис. 1).
4. СПЕКТРЫ ЯМР 63,65Си И 7Li
Спектры ЯМР G3'G5Cu в парамагнитной фазе монокристалла, LiCu202 при Н0 || а,Ь,с и Т = 290 К представляют собой два, набора, линий (рис. 2), соответствующих изотопам 03 Си и 05 Си (природное содержание данных изотопов составляет соответственно 69% и 31%). Каждый набор состоит из трех узких линий (Д/1/2 < ЮО кГц), одна, из которых соответствует центральному переходу (mi = = —1/2 +1/2), а, две другие — переходам (mi = = -3/2 <-> -1/2) и (mi = +1/2 & +3/2).
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.