CC BY
17
Тепловое расширение и релаксация магнитострикции в метастабильном
состоянии ортоалюмината диспрозия
И. Б. Крынецкий
Московский государственный университет имени М. В. Ломоносова, физический факультет, кафедра общей физики и физики конденсированного состояния.
Россия, 119991, Москва, Ленинские горы, д. 1, стр. 2.
E-mail: krynets@plms.phys.msu.ru
Статья поступила 14.06.2011, подписана в печать 23.08.2011
На монокристалле DyA103, являющемся модельной системой обширного семейства редкоземельных оксидов со структурой искаженного перовскита, в области гелиевых температур проведены измерения теплового расширения и магнитострикции, обусловленной метамагнитными переходами в редкоземельной подсистеме. Обнаружено, что при Т = 2.18 К относительная деформация вдоль Ь-оси кристалла скачком изменяется на 3.6-10 . Природа аномалии связывается с возникновением метастабильного состояния магнитной подсистемы, реализуемого в условиях эксперимента. Исследована релаксация магнитострикции и показано, что она имеет экспоненциальный характер. Обсуждается возможный мезоскопический механизм термоактивационной и квантовой магнитной релаксации.
Ключевые слова: антиферромагнетики, метамагнитные переходы, изинговские ионы, метастабильные состояния, релаксация, магнитострикция, тепловое расширение.
УДК: 537.6. PACS: 75.50.Ее, 75.30.Kz, 75.80.+q, 65.40.De.
Введение
Ортоалюминат диспрозия ОуАЮз представляет собой четырехподрешеточный антиферромагнетик с кристаллической структурой типа искаженного перовскита. Ниже температуры Нееля 7дг = 3.52 К магнитные моменты редкоземельных ионов упорядочены в структуру типа «антиферромагнитный крест» (магнитная структура Гй^Сг)) [1]. Ионы Оу3+ можно рассматривать как изинговские с осями анизотропии, лежащими в плоскости аЬ кристалла под углом 57° относительно оси а (рис. 1). Суммарное эффективное поле, действующее на каждую магнитную подрешетку, равно 0.57Т в структуре Г5. Это значение определяется температурой Нееля и величиной магнитного момента иона Оу3+ Н^ = kT|s¡/g^lв, где ¿'-¿'-фактор иона Оу3+ вдоль изинговской оси. Внешнее магнитное поле, приложенное в плоскости аЬ кристалла, индуцирует различные метамагнитные фазовые переходы (МФП) в зависимости от ориентации магнитного поля в плоскости аЬ [2-4]. Магнитное поле, действующее точно вдоль оси а и Ь, вызывает одноступенчатые МФП в высокосимметричные ферромагнитные структуры с инверсией направлений спинов в подрешетках 2
и 4 или 2 и 3 (рис. 1). Представляло интерес исследовать поведение магнитной подсистемы изинговско-го антиферромагнетика в метастабильном состоянии, реализуемом в условиях эксперимента, посредством измерения магнитострикции и теплового расширения, что и было осуществлено в настоящей работе.
1. Методика и образцы
Измерения теплового расширения и магнитострикции производились на тензометрическом дилатометре, измерительный блок которого представляет собой рези-стивный мост, образованный проволочными тензомет-рическими датчиками, наклеенными на исследуемый образец и пластинку из плавленого кварца. Датчики были изготовлены из специального сплава, обладающего низким магнитосопротивлением в области криогенных температур и сильных магнитных полей. Сигнал, пропорциональный относительной деформации образца, регистрировался цифровым мультиметром КейЫеу 2010 с чувствительностью 0.1 мкв. Температура образца регистрировалась и стабилизировалась с использованием температурного контроллера ЬакезИоге 331, стабильность температуры составляла 0.05 К. Температура эксперимента ниже 4.2 К обеспечивалась путем откачки
Рис. 1. Магнитные структуры ионов Dy3+: а — антиферромагнитная структура Г5 в нулевом магнитном поле, б — высокополевая ферромагнитная структура в поле Н > Нт/cos33°, приложенном вдоль 6-оси кристалла, в — модельная двухподрешеточная структура: М\ = (М\ +M4)cos33°, Mf, = (Mo + М.з) cos 33°
21 ВМУ. Физика. Астрономии. .4» 6
паров гелия.Магнитное поле напряженностью до 4 Тл изменялось ступенчатым образом с шагом 0.046 Тл/с. Чувствительность экспериментальной установки по относительной деформации была не хуже 5- 10^7. Управление экспериментом и сбор данных осуществлялись с помощью пакета ЬаЬу1е\¥ 7.1.
Монокристалл ОуАЮз, имеющий форму пластинки с размерами 4x4x1 мм, был выращен методом спонтанной кристаллизации из раствора в расплаве свинцовых соединений.
2. Тепловое расширение
На рис. 2 представлено тепловое расширение монокристалла ОуАЮ3 вдоль Ь-оси, измеренное как при понижении температуры от 4.2 до 1.52 К (кривая /), так и при повышении температуры от 1.52 К. Отметим, что в указанном интервале температур ионы Оу3+ упорядочиваются антиферромагнитно по моде Ахйу при 7д,- = 3.52 К. Из кривой / видно, что при понижении температуры размеры образца изменяются монотонно, не проявляя никаких аномалий ни при Тм, ни в момент прохождения А-точки Не4 (Т ~ 2.18 К). Из кривой / можно оценить коэффициент линейного теплового расширения ОуАЮз вдоль й-оси в данном температурном интервале: сц = -2- 10^6 К-1. При повышении температуры от 1.52 К кривая 2 вначале практически совпадает с кривой /. Однако в момент прохождения температуры Т = 2.18 К (А-точка Не4) наблюдается аномальная картина: сначала происходит резкий скачок относительной деформации в отрицательную область приблизительно на —12-106, а затем резкий скачок в положительную область деформаций приблизительно на +36- 106, после которого размеры кристалла медленно релаксируют к исходному (при 4.2 К) значению.
А Ш, 10"5
4
2
0
1 2 3 4 Г, К
Рис. 2. Тепловое расширение монокристалла БуАЮ.з вдоль оси Ь
Для выяснения природы обнаруженных аномалий теплового расширения Е)уА10з были проведены аналогичные измерения на его немагнитном аналоге УАЮз (рис. 3). При понижении температуры размеры кристалла практически не изменяются, однако при повышении температуры при Т ~ 2.18 К вновь наблюдается аномалия, имеющая характер одиночного пика. Изменение величины тока, протекающего через тензодатчик,
МП, 10" 25 20 15 10 5 0 -5
0 1 2 3 4 Г, К
Рис. 3. Тепловое расширение монокристалла УАЮз вдоль оси с
показало, что амплитуда одиночной аномалии возрастает с увеличением силы тока, причем эта зависимость близка к квадратичной («джоулево тепло»). Сравнение результатов, полученных для ОуАЮ3 и для УА103 позволяет сделать вывод о том, что значительная положительная аномалия, обнаруженная в ортоалюминате диспрозия (кривая 2 на рис. 2), связана с поведением его магнитной подсистемы.
Тот факт, что аномалия теплового расширения наблюдается в различных соединениях в момент прохождения А-точки Не4, причем только при повышении температуры, позволяет сделать вывод о том, что важную роль в возникновении обнаруженной аномалии играют физические свойства среды, т.е. жидкого гелия. Как известно [5], при уменьшении температуры ниже Т\ теплопроводность Не4 возрастает приблизительно в 107 раз в пределах малого температурного интервала ~10^3 К. Поэтому при повышении температуры жидкого гелия в момент прохождения А-точки (снизу вверх) изменяются условия теплообмена, и все джоулево тепло, выделяемое в тензодатчике, приклеенном к образцу, и ранее отводимое жидким гелием, в виде своеобразного «теплового удара» подается на образец. Часть мощности забирает фононная подсистема, приводя к повышению температуры ОуАЮз (отрицательный скачок теплового расширения на кривой 2 на рис. 2). Аналогичного вида аномалии наблюдались и для всех других исследованных соединений, причем знак и величина ¿-образного скачка определяются значением коэффициента теплового расширения данного образца вдоль направления измерения. Для УА103 размеры и форма монокристалла позволили измерить тепловое расширение вдоль оси с (рис. 3), аномалия для этого направления отличается знаком от обнаруженной для ортоалюмината диспрозия, но качественно имеет аналогичный характер. Дальнейшее резкое возрастание теплового расширения ОуАЮ3 (кривая 2 на рис. 2) естественно приписать вкладу от магнитной подсистемы. Действительно, эта часть аномалии всех исследованных соединений имеется только при наличии магнитной подсистемы, причем такой характерный вид, как на кривой 2 (рис. 2), она имеет для сильно анизотропных (изинговских) истем.
При Г >2.18 К происходит постепенное уменьшение отклонения размеров образца от исходного (при Г = 4.2 К) значения, обусловленное тем, что для основного дублета |± 15/2 > изинговского иона Оу3+ излу-
нательные переходы практически запрещены и времена спин-решеточной релаксации при этих температурах сравнительно велики.
Убедительное доказательство изменения состояния магнитной подсистемы изинговского магнетика при воздействии «теплового удара» в А-точке жидкого гелия было получено при измерении магнитострикции монокристалла ТЬАЮз (рис. 4). На этом рисунке представлены изотермы продольной магнитострикции ТЬАЮз (измеренные при Т = 2.34 К) при воздействии магнитного поля вдоль о-оси кристалла. Характерная положительная аномалия с центром вблизи ~7 кЭ обусловлена индуцируемым магнитным полем метамагнитным переходом 6.ГАу Су¥х [6]. Кривая / соответствует термодинамически равновесному состоянию кристалла при данной температуре, тогда как кривая 2 измерена после воздействия на образец «теплового удара». Видно, что характер кривой качественно не изменился, однако величина аномалии значительно (примерно в 2 раза) возросла. Отсутствие достоверных данных о расщеплении кристаллическим полем основного мультиплета иона ТЬ3+ 7/^ в ТЬАЮз, а также неопределенные до настоящего времени магнитоупругие коэффициенты и упругие податливости кристалла ТЬАЮз не позволяют сделать однозначного заключения о вызванных «тепловым ударом» изменениях состояния магнитной подсистемы образца, однако факт такого воздействия можно считать экспериментально установленным.
1,10"6
4
О
4
О 20 40 Н, кЭ
Рис. 4. Продольная магнитострикция монокристалла ТЬАЮз вдоль а-оси кристалла (7=2.34 К)
Для описания обнаруженных аномалий теплового расширения в изинговских магнетиках может быть предложена следующая качественная модель. В рассматриваемой области температур теплоемкость фонон-ной подсистемы убывает ~ Г3 и, как показывают оценки, может быть существенно ниже теплоемкости магнитной подрешетки ионов Оу3+. Таким образом, после прохождения А-точки тепло, ранее эффективно отводимое жидким гелием, начинает поглощаться преимущественно магнитной подрешеткой ОуАЮ3, возбуждая последнюю. Как известно (см., например, [7]), вклад редкоземельной подсистемы в тепловое расширение является квадрупольным эффектом, т. е. он может быть представлен в виде линейной комбинации тепловых
средних от квадрупольных моментов редкоземельного иона (¡ц = а,[1/2(/1/; + ¡¡1\) - 1/3/(/ + \)6ц], где о,- — параметр Стевенса, / — оператор углового момента иона Оу3+. Изменение знака теплового расширения можно объяснить, если считать, что в магнитной подсистеме вследствие возбуждения происходят перераспределение населенностей основного дублета крамер-сова иона Оу3+, расщепленного ниже 7д/ = 3.52 К за счет -взаимодействия, а также, возможно, частичное заселение более высоких энергетических уровней. Численные расчеты квадрупольных компонент иона Оу3+ в ОуАЮз для параметров кристаллического поля, определенных в работе [8], и обменных полей [8, 9] дают разнообразные температурные зависимости квадрупольных компонент ионов Оу3+, находящихся в двух неэквивалентных позициях кристалла (в том числе и немонотонные, что не редкость в области температур, близких к гелиевым, для редкоземельных оксидов с низкой симметрией окружения редкоземельного иона). При этом оказывается возможным сконструировать их линейную комбинацию, которая имела бы температурную зависимость, отражающую экспериментально наблюдавшееся изменение теплового расширения. Более детальное описание температурной зависимости теплового расширения дать затруднительно, так как в настоящее время для ОуАЮз неизвестны ни магнитоупругие коэффициенты, ни упругие податливости.
В настоящей работе было также исследовано влияние магнитного поля на поведение теплового расширения ОуАЮз Измерения в случае поля, приложенного вдоль оси Ь, показали, что влияние поля на величину и характер аномалии незначительно до полей ~10 кЭ. Поскольку поле метамагнитного перехода для этого направления составляет ~6 кЭ (при Т ~ 2 К) [1], можно сделать вывод о том, что обнаруженная аномалия теплового расширения не связана с существованием магнитной структуры и процессами намагничивания. В поле 28 кЭ аномалия уменьшается на ~30%. Численные расчеты полевых зависимостей квадрупольных компонент иона Оу3+ подтверждают такое поведение.
Представляется весьма вероятным, что образец при прохождении температуры жидкого гелия через А-точку является своеобразным генератором звуковых колебаний достаточно высокой частоты, поскольку характерный параметр, определяющий динамику процесса, достаточно велик: \дк/дТ\ ~ Ю10 (здесь к — теплопроводность жидкого гелия). Весьма вероятно, что эти звуковые колебания также участвуют в возбуждении магнитной подсистемы.
Таким образом, на основании проведенных исследований можно сделать вывод, что наблюдаемая в изинговских магнетиках аномалия теплового расширения, обусловленная изменением условий теплообмена вследствие скачка теплопроводности жидкого гелия при переходе из сверхтекучего состояния в нормальное, связана с переходом магнитной подсистемы кристалла в метастабильное состояние под действием своеобразного «теплового удара». Это состояние характеризуется тем, что кристаллическая решетка образца и магнитная подсистема не находятся в тепловом равновесии. Действительно, температура решетки равна ~2.2 К,
22 ВМУ. Физика. Астршшмин. .>6 6
тогда как магнитная подсистема имеет значительно более высокую эффективную температуру (изменение населенности основного дублета и возникновение населенности возбужденных уровней) [10]. Для выяснения механизма образования этого состояния было бы весьма полезно произвести спектроскопические и иные исследования. Медленная релаксация к основному состоянию свидетельствует о том, что время жизни ме-тастабильного состояния в изинговском магнетике при гелиевых температурах может быть достаточным для проведения таких исследований.
3. Магнитострикдия
С целью исследования природы метастабильного состояния магнитной подрешетки ортоалюмината диспрозия, обнаруженного на основании измерения теплового расширения в области гелиевых температур, был предложен оригинальный метод изучения магнитной релаксации изинговского антиферромагнетика по измерениям временных зависимостей магнитострикционных деформаций, возникающих при метамагнитных переходах. Обычно метастабильные состояния образуются в перемагничивающем магнитном поле, величина которого не превышает коэрцитивность материала, и измеряемой характеристикой является намагниченность образца. Основным механизмом магнитной релаксации в этом случае является термоактивационное и квантовое сползание доменных границ [11-14]. Наиболее высокую температуру перехода от термоактивационного к квантовому режиму и наибольшую частоту квантового туннелирования при одинаковом объеме имеют антиферромагнитные материалы [15-19]. Однако применение магнитного поля для создания метастабильных состояний в чистом антиферромагнетике затруднительно, так как зеемановское взаимодействие скомпенсировано и в стандартных полях наблюдения (И < 100Э) намагниченность образца равна нулю. Эксперимент осуществлялся по следующей схеме. На первом этапе измерялись кривые магнитострикции при понижении температуры образца от 4.2 до 1.57 К (образец в равновесном состоянии). В качестве примера на рис. 5 и 6 приведены изотермы магнитострикции ОуАЮз, измеренные при Т\ = 2.3 и То = 2.9 К. Видно, что на кривых наблюдается характерная куполообразная аномалия, обусловленная метамагнитным переходом. В работе [20] показано, что процессы перемагничива-ния, посредством которых осуществляются метамагнит-ные переходы в ортоалюминате диспрозия, обладают ярко выраженным квазиадиабатическим характером, обусловленным спецификой основного состояния иона Оу3+, что несомненно способствует возникновению метастабильного состояния. Равновесному состоянию образца на этих рисунках соответствуют кривые /. После достижения предельно низкой в данном эксперименте температуры Т = 1.5 К начинается регулируемый процесс повышения температуры образца. В момент прохождения температуры ванны жидкого гелия через А-точку образец подвергается кратковременному «тепловому удару». В связи с тем что при переходе гелия из сверхтекучего состояния в нормальное его теплопроводность уменьшается на 7 порядков, происходит изменение условий эксперимента от изотермических к адиа-
батическим, и джоулево тепло, выделяемое током, протекающим по наклеенному на кристалл тензодатчику, поглощается кристаллом. В этом состоянии образца начинается второй этап эксперимента. Температура образца стабилизируется регулировкой давления паров гелия, например при Т\ = 2.3 К, и начинается изучение временной зависимости аномалии магнитострикции при метамагнитном переходе путем последовательного измерения изотерм магнитострикции с шагом по времени ДI = 240 с (кривые 2-6 на рис. 5 и 6). Дальнейшая обработка результатов измерений заключается в вычислении для каждой кривой отношения амплитуды аномалии Ап (в метастальном состоянии) к амплитуде До (в равновесном состоянии) и построении зависимости \x\AJAq от времени измерения для данной температуры. На рис. 7 приведены полученные зависимости при Т\ = 2.3 и Тч = 2.9 К. По этим графикам определены релаксационные постоянные Г для данных температур (Г, = 1.24-10"4, Г2= 1.53-10"4 с"1). Следует подчеркнуть, что полученные значения Г находятся в хорошем
20 Н, кЭ
Рис. 5. Изотермы магнитострикции монокристалла БуАЮ.з вдоль а-оси при Т = 2.3 К. Кривая / — образец в равновесном состоянии, кривые 2-6 соответствуют метастабильному состоянию образца и отражают зависимость аномалии от промежутка времени между циклами измерений (2 — исходная кривая, 3 — 380 с, 4 - 1120 с, 5 - 1680 с, 6 - 2240 с)
20 Н, кЭ
Рис. 6. Изотермы магнитострикции монокристалла БуАЮз вдоль а-оси при Т = 2.9 К. Кривая / — образец в равновесном состоянии, кривые 2-6 соответствуют метастабильному состоянию образца и отражают зависимость аномалии от промежутка времени между циклами измерений (2 — исходная кривая, 3 — 840 с, 4 - 1400 с, 5 - 3080 с, 6 - 3920 с)
2.00 1.60 1.20 0.80 0.40
Рис. 7. Зависимость от времени натурального логарифма отношения амплитуды магнитострикции при мета-магнитном переходе в метастабильном состоянии монокристалла DyAlO.3 An к амплитуде магнитострикции в равновесном состоянии Лд при Т = 2.3 К (/) и 2.9 К (2)
согласии с приведенными в работе [11] значениями Г при изучении низкотемпературной релаксации в изоморфном монокристалле ортоферрита тербия TbFe03 традиционным методом по измерениям намагниченности образца. Принципиальным отличием настоящего эксперимента является то, что здесь исследуется релаксация метастабильных состояний сильноанизотропных редкоземельных ионов, обладающих большими значениями / (для иона Dy3+ М,- = ±15/2) и характеризующихся псевдоизинговскими свойствами, тогда как в [11] изучалась релаксация магнитной подсистемы, образованной ионами Fe3+ (5 = 5/2), являющимися классическим примером слабоанизотропных ионов.
Обсудим возможные механизмы термоактивацион-ной и квантовой релаксации в магнитной подсистеме изучавшегося антиферромагнетика. Один из них может быть связан с образованием доменов метастабильной антиферромагнитной фазы, релаксирующих путем смещения доменных границ. Редкоземельный ортоалюми-нат DyA103 имеет искаженную структуру перовски-та, описываемую пространственной группой Они характеризуются наличием двух неэквивалентных мест для редкоземельных ионов, которым соответствуют две изинговские оси, лежащие в flfe-плоскости кристалла под углом друг к другу и четырьмя попарно связанными антиферромагнитными подрешетками, намагниченности которых располагаются вдоль изинговских осей [22]. Если обозначить через m¡ (i = 1,2,3,4) намагниченности подрешеток, то энергия антиферромагнетика в магнитном поле может быть представлена в виде
Е = Е0 + cosф(т\ + т2 + т3 + т4) -
- Ну sin ф (т, + т2 - т3 - т4)] -
- 2 Ai i (mi + т1 + тз + тЬ - ^12(^1 Щ + т3т4) -
- Ai3(m,m3 + т2т4) - А,4(т,т4 + т2т3), (1)
где Нх, Ну — компоненты магнитного поля вдоль осей а и Ь, Хц — постоянные обменного взаимодействия, ф —
угол наклона изинговских осей к оси а. Минимизация энергии (1) в нулевом магнитном поле, согласно [22], дает две двукратно вырожденные антиферромагнитные фазы: фазу (Аубх), в которой гп\ = т3 = ^т2 = ^т4, и фазу (Ахбу), в которой гп\ = т4 = ^т2 = ^т3 = ±т. Энергии этих фаз соответственно равны
Е{АУСХ) = 1[-А,, + А12 - А13 + А 14]/п2,
Е{АХСУ) = 1[-А,, + А12 + А13 - А 14]/п2.
Одна из этих фаз является метастабильной и будет переходить в более устойчивую благодаря термоактивационному либо квантовому механизму релаксации под действием энергетического давления, обусловленного разностью их удельных энергий Д£ = Е(Ауйх) - Е(Ахйх) = [—А13 + А 14]т2. Трансформация фаз может происходить путем локального смещения разделяющей границы, которая, очевидно, представляет собой в рассматриваемом случае сильной (изинговской) анизотропии два соседних подре-шеточных слоя редкоземельных ионов со скомпенсированным антиферромагнитным обменным полем от соседних слоев. Назовем условно состояние магнитных ионов в таком граничном слое «¿»-состояние. В связи с изинговским характером анизотропии РЗ ионов для перехода граничного иона из « + »- в «^»-состояние требуется преодолеть энергетический барьер, связанный с ферромагнитным взаимодействием в подреше-точном пограничном слое Д£± = 1/2Ац т/х,где /1 — магнитный момент иона. Этот барьер может преодолеваться благодаря термоактивации при конечной температуре. Поскольку изинговские свойства крамерсовских РЗ ионов в ортоалюминате не являются идеальными, т. е. имеется хотя и сильная, но конечная анизотропия ¿■-фактора, нарушающая аксиальную локальную симметрию кристаллического поля, то механизм квантового туннелирования также не запрещен в рассматриваемой системе (такой механизм в системе некрамер-совских изинговских ионов рассмотрен в работе [23]). Оценим возможное число ионов, которые принимают участие в единичных актах граничной трансформации фаз. Согласно проведенным измерениям релаксационной постоянной Г(Т) = шехр(^Д£//&/?Г) при двух значениях температуры (Т\ = 2.3 и То = 2.9 К) имеем Ди = [квТ{Т2/(Т{ - Ш 1п(Г,/Г2) -3.2 ■ 1(Г16 эрг. С другой стороны, Д£± = ^А \\тц, где /х — магнитный момент редкоземельного иона, поэтому Д£± ~ 1.67- 10^17 эрг в соответствии с данными работы [24] для 0уА103. Сравнение двух энергий показывает, что в процессе единичного акта смещения граничной области участвуют ~10—102 ионов. Поэтому описываемый возможный процесс квантового туннелирования в данном случае является мезо-скопическим [25]. Следует заметить, что расширение метастабильной фазы перпендикулярно подрешеточным антиферромагнитным плоскостям более выгодно, чем расширение в плоскости ай-кристалла, так как в последнем случае приходится преодолевать дополнительно энергию антиферромагнитного взаимодействия для образования граничной плоскости. Поэтому представляется более вероятным образование вытянутых вдоль с-оси метастабильных фазовых образований в каждой
23 ВМУ. Физика. Астрономия. М 6
паре антиферромагнитно связанных подрешеток. Перекрытие метастабильных фаз приводит к образованию стабильной фазы с противоположным вектором антиферромагнетизма в обеих подрешетках. Вероятность образования описанных метастабильных состояний велика, так как оцениваемая тепловая энергия, накапливаемая в кристалле, более чем достаточна для перевода всего кристалла в метастабильную фазу. Действительно, если учесть, что наблюдаемый кратковременный скачок температуры образца при переходе через А-точку составляет АТ = 5 К [10], то удельная тепловая энергия составляет Д£> />САТ ~~ 8.9 • 10" эрг/см3, а энергия метастабильной фазы АЕ = Е(Ау,Ох) -- Е(Ах,ву) = \-Ни +Ны\т ~ 3.0- 10е эрг/см3! Таким образом, проделанные оценки не противоречат возможности существования описанного механизма магнитной релаксации. По-видимому, гигантская величина наблюдаемого теплового расширения, а также возникновение частотного смещения спектра оптического поглощения БуАЮз [26] (Де= 10^4) после удара могут быть обусловлены метастабильными изменениями в магнитной подсистеме кристалла, поскольку в немагнитном аналоге исследованного образца — ортоалюминате иттрия УАЮ3 — гигантское тепловое расширение не наблюдается. Следует отметить, что относительная величина частотного смещения спектра оптического поглощения коррелирует с наблюдаемой величиной гигантского теплового расширения А1/1 = 3-10^5 [10]. Следует учитывать также, что при тепловом возбуждении в кристалле происходит сильное упругое искажение решетки, приводящее к изменению кристаллического поля и, как следствие, к изменению основного состояния редкоземельного иона (энергетический спектр, компоненты g-тeнзopa, характер волновых функций). Измерения магнитострикции позволяют проследить временную релаксацию таких искажений. Для уточнения природы обнаруженной гигантской метастабильной деформации кристалла необходимо провести дополнительные эксперименты, такие, например, как изучение антиферромагнитной доменной структуры с использованием магнитооптических методов. В работе [27] теоретически обосновывается возможность исследования магнитной динамики редкоземельной подрешетки ортоферрита диспрозия, изоморфного БуАЮз, методом обратного эффекта Фарадея с использованием излучения лазера фемтосекундного диапазона.
Заключение
В области гелиевых температур проведены измерения теплового расширения ортоалюмината диспрозия и обнаружена гигантская аномалия теплового расширения, обусловленная переходом магнитной подсистемы кристалла в метастабильное состояние. Возможно, что для более адекватного понимания природы аномального теплового расширения необходимо учитывать магнитоэлектрические характеристики изинговского иона Бу3+ в ортоалюминате диспрозия [28]. Для изучения релаксации метастабильного состояния предложен оригинальный метод ее исследования, заключающийся в измерении температурных и временных зависимостей магнитоупругих аномалий при метамагнитных переходах в редкоземельной подрешетке. Обнаружено, что
релаксация является экспоненциальной. Обсуждается возможный мезоскопический механизм термоактиваци-онной и квантовой магнитной релаксации.
В заключение автор считает своим приятным долгом выразить благодарность коллегам, участвовавшим в проведении настоящих исследований: Н.П. Колмако-вой, М.М. Лукиной, А.Ф. Попкову и Е.В. Синицыну.
Список литературы
1. Schuchert Н., Huf пег S., Faulhaber R. 11 Z. Phys. 1969. 105. P. 127.
2. Holmes L.M., Van Uitert L.G., Hecker R.R. et al. // Phys. Rev. 1972. B5. P. 1138.
3. Krynetskii I.В., Kolmakova N.P., Sinitsin E.V. 11 Suppl. Int. J. Appl. Electrornagn. Mater. 1993. P. 297.
4. Крынецкий И.Б.. Матвеев В.М., Матвеев B.B. 11 ФТТ.
1995. 37, № 5. С. 1548.
5. Кеезом B.B. Гелий. М„ 1949.
6. Крынецкий И.Б., Матвеев В.М. 11 17 Всесоюз. конф. по физике магнитных явлений: Тез. докл. Донецк, 1985. С. 358.
7. Morin Р., Schmitt D. 11 Handbook on Ferromagnetic Materials / Ed. by E.P. Wohlfarth, K.H.J. Buschow. Amsterdam, 1990.
8. Kolmakova N.P., Krynetskii LB., Lukina M.M., Mukhin A.A. U Phys. Stat. Sol. (b). 1990. 159. P. 845.
9. Schuchert H., Hufner S., Faulhaber R. 11 Z.Phys. 1969. 222. P. 105.
10. Крынецкий И.Б., Колмакова H.H., Синицын E.B. 11 ФТТ.
1996. 38. № 2. С. 391.
11. Zhang X.X., Tehada J., Roig A. et al. // J. Magn. Magn. Mater. 1994. 137. P. L235.
12. Stamp P.C.E. // Phys.Rev. Lett. 1991.66. P. 2802.
13. Chudnouski E.M., Lglesias O., Stamp P.C.E. 11 Phys. Rev. 1992. B46. P. 5392.
14. Takagi S., Tatara G. // Phys. Rev. 1996. B54. P. 9920.
15. Добровицкий B.B., Звездин A.K. // ЖЭТФ. 1996. 109. № 4. С. 1420.
16. Barbara В., Chudnousky ЕМ. 11 Phys. Lett. 1990. A145. P. 205.
17. Kriue E.V., Zaslauskii O.B. 11 J. Phys. Condens. Matter. 1990. 2. P. 9457.
18. Bogachek E.N., Krive I.V. // Phys. Rev. 1992. B46. P. 14559.
19. Duan Ji-Min, Garg. A. // J. Phys. Condens. Matter. 1995. 7. P. 2171.
20. Крынецкий И.Б.. Матвеев В.М., Матвеев B.B. // ФТТ. 2005. 47, № 7. С. 1270.
21. Golysheu V.Yu., Popkov A.F. 11 Europhys. Lett. 1995. 29. P. 327.
22. Звездин А.К., Матвеев B.M., Мухин A.A., Попов А.И. Редкоземельные ионы в магнито-упорядоченных кристаллах. М., 1985.
23. Звездин А.К., Попков А.Ф. // Письма ЖЭТФ. 1993. 57. С. 548.
24. Крынецкий И.Б., Матвеев В.М., Матвеев В.В. // ФТТ. 1996. 37, № 5. С. 1548.
25. Крынецкий И.Б., Попков А.Ф. // ФТТ. 2000. 4, № 4. С. 704.
26. Borowiec В.Т., Krynetskii I.B., Lukina MM. 11 Abstracts of the Internat. Conf. on Magnetism. Warsaw, Poland, 1994. P. 373.
27. Perroni C.A., Liebsch A. 11 Phys. Rev. B74. 2006. P. 134430.
28. Tokunaga Y., Lguchi S., Arima T. et al. 11 Phys. Rev. Lett. 101. 2008. P. 097205.
Thermal expansion and relaxation of magnetostriction in metastable state of dysprosium orthoaluminate
I. B. Krynetskii
Department of General Physics and Condensed Matter, Faculty of Physics, M. V. Lomonosov Moscow State University, Moscow 119991, Russia. E-mail: krynets@plms.phys.msu.ru.
The study of thermal expansion and magnetostriction caused by the metamagnet phase transition in rare earth sublattice was performed for БуАЮз single crystal being the model object of wide family of rare earth oxides with the structure of the distorted perovskite. The sharp variation of the relative straines along b-axis 3.6- 1CF5 was found at 7 = 2.18 K. The nature of the observed anomaly is caused by the occurrence of metastable state of the magnetic subsystem achieved in the conditions of experiment process. The relaxation of magnetostriction is studied and the exponential character is found. The possible mesoscopic nature of thermal and quantum mechanisms of magnetic relaxation is considered.
Keywords: antiferromagnet, metamagnetic transitions, Ising-like ions, metastable state, relaxation, magnetostriction, thermal expansion. PACS: 75.50.Ее, 75.30.Kz, 75.80.+q, 65.40.De. Received 14 June 2011.
English version: Moscow University Physics Bulletin 6(2011).
Сведения об авторе
Крынецкий Игорь Борисович — докт. физ.-мат. наук, ст. науч. сотрудник, профессор; тел: (495) 939-11-42, e-mail: krynets@plms.phys.msu.ru.
24 ВМУ. Физика. Астрономия. № 6
