Авторефераты по всем темам >>
Авторефераты по физике
На правах рукописи
ЕРЁМИНА РУШАНА МИХАЙЛОВНА
Исследование низкоразмерных магнитных структур методом ЭПР
01.04.11 - физика магнитных явлений
АВТОРЕФЕРАТ
диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук
Казань-2011
Работа выполнена в лаборатории радиоспектроскопии диэлектриков Учреждения Российской академии наук Казанский физико-технический институт им. Е.К. Завойского КазНЦ РАН Официальные доктор физико-математических наук, оппоненты: профессор, Волков Никита Валентинович;
доктор физико-математических наук, профессор Гиппиус Андрей Андреевич;
доктор физико-математических наук, профессор Тагиров Мурат Салихович.
Ведущая организация: Уральский государственный университет г.Екатеринбург
Защита состоится л______________2011 г. в 1430 часов на заседании диссертационного совета при Учреждении Российской академии наук Казанский физико-технический институт им. Е.К. Завойского КазНЦ РАН, по адресу: 420029, Казань, ул. Сибирский тракт, 10/7.
Отзывы на автореферат (два заверенных экземпляра) просим отправлять по адресу: 420029, Казань, ул. Сибирский тракт, 10/7.
С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Учреждения Российской академии наук Казанский физико-технический институт им. Е.К.
Завойского КазНЦ РАН.
Автореферат разослан л______________2011 г.
Ученый секретарь Шакирзянов М.М.
диссертационного совета
Общая характеристика работы
Актуальность темы.
Низкоразмерные магнетики привлекают повышенное внимание из-за яркого проявления квантовых эффектов при достаточно высоких температурах. В идеальной одномерной гейзенберговской цепочке при любом параметре изотропного обменного взаимодействия между спинами, как следует из расчетов Бете, магнитный фазовый переход невозможен. В реальных низкоразмерных магнетиках спиновые цепочки не являются изолированными. Всегда имеются слабые межцепочечные взаимодействия.
При температурах, сравнимых с параметрами этих межцепочечных спин-спиновых взаимодействий, системы становятся двухмерными или трехмерными, что приводит к подавлению флуктуаций и соответственно к установлению дальнего магнитного порядка. В низкоразмерных системах фазовые переходы имеют ряд особенностей.
Какое упорядочение будет наблюдаться при понижении температуры, зависит от величин спин-спиновых и спин - фононных взаимодействий как внутри, так и между цепочками. Известно, что в CuGeO3 при T=14.3 K цепочки спинов димеризуются [1].
В квазиодномерном магнетике LiCuVO4 под действием магнитного поля выше 6.07 Т наблюдается сложная спин-модулированная структура [2]. В NaCu2O2 статическая спиновая структура сосуществует со спиральной модуляцией магнитных моментов меди [3]. В спин-димерных низкоразмерных системах наблюдаются квантовые явления, связанные с возбужденными триплетными состояниями [4]. Наблюдалось уникальное явление - бозе-эйнштейновская конденсация магнонов [5] в соединении TlCuCl3 [6]. В ортоферритах, ортохромитах [7] наблюдается индуцированная магнитным полем электрическая поляризация в области антиферомагнитного упорядочения редкоземельных ионов. Для понимания всех этих сложных явлений и построения последующих теорий необычных состояний веществ необходимы целенаправленные, систематические исследования по выяснению деталей анизотропных спин-спиновых взаимодействий в цепочках, а также межцепочечных взаимодействий. Метод магнитного резонанса прекрасно подходит для этой цели.
Температуры фазовых переходов в низкоразмерных системах достаточно низкие, что позволяет наблюдать обменно суженный сигнал ЭПР в широкой области температур. Успехи в технологии выращивания монокристаллов хорошего качества создали реальные предпосылки для исследований анизотропии спектров магнитного резонанса при различных ориентациях образцов, что после соответствующей обработки позволяет получить уникальную информацию о различных параметрах спин-спиновых взаимодействий в этих соединениях.
Флуктуации, свойственные низкоразмерным системам, нередко сопровождаются появлением фазовых расслоений, существенным образом влияющих на транспортные свойства этих материалов. В этом отношении особенно привлекательны манганиты [8,9]. При определенных концентрациях примесных ионов в них реализуется весьма интересная ситуация - явление электронного фазового расслоения, например в кристаллах манганитов состава Eu0.7Pb0.3MnO3 и La0.7Pb0.3MnO3 [10, 11]. В последние годы с участием автора данной диссертации было установлено, что присутствие магнитных кластеров в образце можно обнаружить методом магнитного резонанса.
Эффективный g- фактор ферромагнитных кластеров в общем случае отличается от двойки и, таким образом, эти линии не замаскированы интенсивной линией ЭПР, обусловленной обменно связанной системой спинов в парафазе.
Представленная диссертация посвящена исследованию фазового расслоения в манганитах La1-xMxMnO3 (M=Ca, Ba, Sr) методами магнитного резонанса и магнитной восприимчивости, оксидов с орбитальным упорядочением Sr2VO4 и LaTiO3, магнитной восприимчивости и ЭПР низкоразмерных магнетиков: LiCuVO4, CuGeO3, Na1/3V2O5, NaV2O5, CuSb2O6, KCuF3, CuTe2O5. Полученные результаты позволили построить модели анизотропных обменных связей, оценить величины изотропного и анизотропного обменных взаимодействий в этих веществах, а также выявить новые особенности структурных и фазовых переходов в низкоразмерных системах.
Основной целью данной работы являлось развитие методов магнитного резонанса для изучения механизмов и вида анизотропных обменных взаимодействий, определение параметров этих взаимодействий, дальнейшее развитие на основе экспериментальных данных микроскопических моделей обмена в низкоразмерных соединениях переходных металлов. В этом плане наибольший интерес представляют соединения с ярко выраженными особенностями магнитных свойств: квазиодномерные магнетики LiCuVO4, CuGeO3, CuSb2O6, KCuF3, CuTe2O5, системы с переменной валентностью Na1/3V2O5, NaV2O5 и орбитальным упорядочением LaTiO3 и Sr2VO4, кристаллы La1-xMxMnO3 (M=Ba, Sr, Ca) с эффектами фазового расслоения.
Научная новизна диссертационной работы состоит в следующих результатах:
Х Предложена модель локализации электронов в соединении - Na1/3V2O5 в диэлектрическом состоянии, в котором шесть последовательных позиций Vзаняты электронами, формирующими зигзагообразную цепочку V1.
Х Предложена модель обменных связей в CuTe2O5 в виде двух типов магнитнонеэквивалентных квазиодномерных цепочек спинов с альтернированным обменным взаимодействием внутри цепочек, определены параметры симметричного изотропного обмена между спинами меди в цепочке и между соседними цепочками.
Х Впервые по угловым и полевым зависимостям положения и ширины линии ЭПР в соединениях LiCuVO4, CuGeO3, Na1/3V2O5, NaV2O5, CuSb2O6, KCuF3, CuTe2Oопределены компоненты тензора гиромагнитных отношений и параметры анизотропных обменных взаимодействий между спинами ионов меди в цепочке.
Х Получены выражения для второго и четвертого моментов ширины линии ЭПР, обусловленной симметричными анизотропными обменными взаимодействиями в альтернированной цепочке.
Х Показано, что аномально большая ширина линии ЭПР в KCuF3 может быть связана с динамическим взаимодействием Дзялошинского - Мория.
Х Впервые определена область существования ферромагнитных кластеров в парамагнитной области на фазовой диаграмме Т-х (температура- концентрация) для монокристаллов La1-xBaxMnO3.
Х Определены параметры магнитной анизотропии ферромагнитных кластеров в монокристаллах La1-xMxMnO3 (M=Ba,Sr), равные HA12500Э; 2400Э и HA2-700Э; 400Э, соответственно.
Х Впервые обнаружено скачкообразное уменьшение ширины линии электронного парамагнитного резонанса в монокристаллах La1-xCaxMnO3 (x=0.18;
0.2) при температурах структурного фазового перехода из орторомбической фазы в псевдокубическую, обязанное изменению локального окружения ионов Mn3+.
Х Установлено, что в монокристаллах La1-xCaxMnO3 происходит резкое уменьшение ширины линии ЭПР на 180Э при изменении концентрации ионов кальция от 20% до 22%, что сопровождается изменением проводящих свойств, т.е.
переходом из ферромагнитного изолятора в фазу ферромагнитного металла.
Х Предложены модели упорядочения орбиталей ионов Ti3+ в LaTiO3 и V4+ в Sr2VO4, позволившие объяснить температурные зависимости магнитной восприимчивости, а также литературные данные о магнитных и структурных свойствах этих соединений.
Научная и практическая значимость работы.
Полученные экспериментальные результаты и их теоретическое описание являются новыми. Они вносят существенный вклад в понимание микроскопической картины обменных взаимодействий в квазиодномерных соединениях и могут рассматриваться как перспективное направление исследований в магнетизме.
Предложенная эмпирическая формула температурной зависимости ширины линии ЭПР в квазиодномерных магнетиках может служить хорошим ориентиром для будущих теорий спиновой динамики квазиодномерных спиновых систем.
Полученные методом магнитного резонанса экспериментальные данные позволили построить фазовую диаграмму (температура - концентрация х) области существования ферромагнитных кластеров в парамагнитной области для соединения La1-xBaxMnO3 и определить параметры их магнитной анизотропии.
Предложенные модели орбитального упорядочения в LaTiO3 и Sr2VO4 позволили объяснить результаты экспериментальных исследований данных соединений как наших, так и опубликованных в литературе.
Развита и обобщена методика определения параметров анизотропных обменных взаимодействий по угловым зависимостям резонансного поля и ширины линии ЭПР при вращении кристаллов в различных плоскостях относительно направлений внешнего магнитного поля.
Достоверность результатов работы обеспечена комплексным характером выполненных экспериментальных исследований, их многократной повторяемостью, непротиворечивостью результатов, полученных различными методами, а также совпадением результатов экспериментов с опубликованными в литературе на подобных соединениях.
На защиту выносятся следующие основные положения:
1. Результаты экспериментального исследования методом ЭПР монокристаллов CuGeO3, LiCuVO4, CuSb2O6, NaV2O5, Na1/3V2O6 и CuTe2O5, позволившие установить, что анизотропное симметричное обменное взаимодействие превалирует над диполь - дипольным взаимодействием между первыми соседями в цепочке спинов.
2. Метод определения параметров анизотропных спин- спиновых взаимодействий в соединениях переходных металлов, базирующийся на исследовании угловых зависимостей положения и ширины линии ЭПР.
3. Экспериментальное исследование и теоретическое обоснование проявлений динамического спин-спинового взаимодействия антисимметричного типа (типа Дзялошинского-Мории) в аномальном уширении линии ЭПР в кристалле KCuF3.
4. Обнаружение и экспериментальное изучение влияния квантовых структурно- динамических флуктуаций в кристаллах NaV2O5 и CuGeO3, проявляющихся в значительном изменении относительных параметров анизотропного обмена в области температур много выше температур упорядочения.
5. Теоретические модели упорядочения состояний 3d1 электрона V4+ в Sr2VO4 и Ti3+ в LaTiO3, учитывающие действие кристаллического поля, суперобменного и спин-орбитального взаимодействий, позволяющие описать температурные зависимости магнитной восприимчивости в этих соединениях. Модель упорядочения орбиталей Ti3+ в LaTiO3, в отличие от Sr2VO4, определяется действием низкосимметричной компоненты кристаллического поля, которая полностью снимает орбитальное вырождение по орбитальным степеням свободы.
6. Построение фазовой диаграммы лантан - бариевых манганитов и установление факта фазового расслоения по данным ЭПР в парамагнитном состоянии при 0.1 7. Обнаружение проявления структурных фазовых переходов в монокристаллах La1-xCaxMnO3 (x=0.18; 0.2) как эффекта скачкообразного уменьшения ширины линии ЭПР вблизи температур фазовых переходов (260 и 240К) и теоретическое описание этого эффекта. 8. Обнаружение эффекта ступенчатого уменьшения ширины линии ЭПР в монокристаллах La1-xCaxMnO3 при увеличении концентрации ионов Ca от 20 до 22%, что объясняется изменением характера проводимости (переход изолятор- металл). ичный вклад автора. Автору принадлежат выбор темы и методов исследования. Вклад автора диссертации по всем результатам, указанным выше, является доминирующим в постановке научных задач, в анализе и обобщении полученных научных результатов и написании статей. Большинство экспериментальных исследований магнитных свойств CuGeO3, LiCuVO4, CuSb2O6, NaV2O5, Na1/3V2O6, CuTe2O5 и La1-xMxMnO3 (M=Ba, Ca, Sr) методами магнитного резонанса, их теоретическое описание и интерпретация принадлежат автору диссертации. Часть экспериментов по исследованию La1-xSrxMnO3 проведены В.А.Иваньшиным [А2, А8]. Работа выполнена при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований, грант 06-02-17401-а (рук. Р.М. Еремина) и госконтракта ФЦП 02.740.11.0103. Апробация работы. Основные результаты работы докладывались и обсуждались на следующих научных конференциях: Specialized Colloque AMPERE, Stuttgart, Germany, Jule 22-26 2001; 30th Congress Ampere on Magnetic Resonance and Related Phenomena, Lisbon, Portugal, 23-28 July 2002; XVIII международная школа-семинар Новые магнитные материалы микроэлектроники, 24-28 июня Москва 2002; Nanoscale properties of condensed matter probed by resonance phenomena Kazan 15-19 August 2004; Euromar 2005 Magnetic Resonance for the Future, Veldhoven, The Netherlands, 3-8 July 2005; Workshop: Correlated Electrons and Glassy Matter July 16-17, 2005, Augsburg, Germany; International conference Fundamental problems of high temperature superconductivity, 18-22 Октябрь 2004, 9-13 октября 2006 г. Звенигород - Москва; Упорядочение в металлах и сплавах 9Цй международный симпозиум 12 -16 сентября 2006 г. Ростов - на - Дону - Пос.Лоо; International Workshop on "Exotic States in Materials with Strongly Correlated Electrons" ESMТ07 (Sinaia, Romania, September, 2007 г.); XXXII Международная зимняя школа физиков-теоретиков Коуровка-XXXII (Екатеринбург, февраль 2008 г.); Европейский конгресс по магнитному резонансу EUROMAR 20(Санкт-Петербург, июль 2008); Modern development of magnetic resonance Kazan, September 24 - 29, 2007; Actual Problems of Magnetic Resonance and its application, Kazan, 31 October-3 November 2001, 2005, 2006, 2007, 2009, 2010, p. 23-26I. 20pp.25-28; Moscow International Symposium on Magnetism - 20-25 June 2008. - Moscow; XXI Международная конференция Новое в магнетизме и магнитных материалах, июня - 4 июля 2009 года; International Conference on Nanoscale Magnetism ICNM-2010, September 28 - October 2, 2010, Istanbul, Turkey; Euro-Asian Symposium Trends in MAGnetism Nanospintronics EASTMAG, Krasnoyarsk, Russia August 24-27, 2004 and June 28 - July 2, 2010, Ekaterinburg, Russia. Основные результаты работы изложены в 17 научных статьях, опубликованных в рецензируемых журналах, в том числе в 15 журналах, включенных в перечень ВАК, а также в материалах вышеперечисленных конференций. Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы. Работа изложена на 270 страницах машинописного текста, включая 68 рисунков и 13 таблиц. Список цитируемой литературы содержит 251 наименований. Основное содержание работы . Во введении обоснована актуальность темы диссертационной работы, выделены наиболее интересные результаты, сформулированы цель и задачи работы, приводятся общая характеристика работы, положения, выносимые на защиту. В первой главе рассмотрено применение электронного парамагнитного резонанса для изучения магнитных свойств квазиодномерных неорганических соединений. Особое внимание уделено угловой и температурной зависимостям g- фактора и ширины линии ЭПР и той информации, которую они позволяют получить о физических свойствах систем. Для теоретического анализа угловых зависимостей ширины линии ЭПР используется метод моментов. Приведены полученные в диссертации новые выражения для второго и четвертого моментов линии ЭПР, обусловленные различными спин- спиновыми взаимодействиями. Обсуждаются температурные зависимости сдвига линии ЭПР с учетом эффектов ближнего порядка в магнитном упорядочении спинов. Систематизированы и в ряде случаев обобщены также выражения, полученные в литературе для второго и четвертого моментов линии ЭПР в высокотемпературном приближении. Эти формулы применимы для анализа угловой зависимости ширины линии ЭПР. В частности, измеряя ширину линии ЭПР при вращении образца в трех ортогональных плоскостях (ab), (ac) и (bc), можно определить, в общем случае, как минимум шесть независимых параметров, позволяющих получить богатую информацию об анизотропных параметрах обменного взаимодействия. Для пояснения рассмотрим линейную цепочку спинов, расположенных вдоль оси z, с анизотропным суперобменным взаимодействием симметричного типа. Гамильтониан системы имеет вид: ij H = Jij(SiS ) + SiJ S + BHgSi. j j (1) i> j i , = x,y,z i > j J Компоненты тензора входят в формулу для частоты магнитного резонанса: c(T ) hc = gcBHres1- (2Jzz - Jxx - J yy), (2) gcB c(T ) где - компонента спиновой восприимчивости в расчете на одну позицию меди. Аналогичные выражения для случаев, когда H a и H b, могут быть получены, путем замен индексов (x,y,z;c) на (y,z,x;a) и (z,x,y;b), соответственно. Эти соотношения позволяют получить информацию о параметрах анизотропных обменных взаимодействий J между соседними спинами в цепочке из измерения температурной зависимости положения линии ЭПР (см. Рис.1). Примеры угловых зависимостей ширины линии ЭПР будут приведены ниже. Во второй главе (ЭПР исследования квази-одномерных соединений) представлены результаты исследований монокристаллов LiCuVO4, CuGeO3, Na1/3V2O5, NaV2O5, CuSb2O6, KCuF3, CuTe2O5. Основное внимание уделено изучению угловых и температурных зависимостей положения и ширины линии ЭПР в данных образцах. В качестве примера на рис. 2 приведены экспериментальные данные и результаты их интерпретации для монокристалла LiCuVO4. Рис.1. Температурная зависимость эффективных g- факторов при направлениях магнитного поля вдоль различных кристаллографических осей. Сплошные линии рассчитаны по формуле (2). Направления x, y, z параллельны осям a, b и c. Рис.2 Угловая зависимость ширины линии ЭПР при вращении образца в трех кристаллографических плоскостях. Направления x, y и z выбраны параллельно a,b и с осям, соответственно. Сплошные линии - расчет с параметрами J. В спектре ЭПР LiCuVO4 наблюдается одна обменно суженная линия [12]. Угловые зависимости ширины линии ЭПР описываются тем же самым набором параметров, как и на рис.1, что свидетельствует о надежности используемой нами методики определения значений J. Для интерпретации природы определенных экспериментально значений J или иными словами, для объяснения большой величины ширины линии ЭПР порядка 1000 Э проанализированы анизотропные обменные взаимодействия между спинами меди в цепочке. Оказалось, что аномально большой вклад в ширину линии ЭПР CuGeO3, LiCuVO4 вносит компонента анизотропного симметричного обменного взаимодействия Jzz, связанная с процессом кругового переноса заряда в ленте Cu-O. Она обусловлена наличием двух эквивалентных кислородных мостиков. Вследствие этого имеет место явление квантовой интерференции суперобменных процессов в возбужденном состоянии. Анизотропные обменные взаимодействия в CuGeO3 имеют другие интересные особенности. Цепочки в CuGeO3 состоят из октаэдров CuO6, соединённых между собой общим ребром. Величины параметров гейзенберговского обмена определены из измерений магнитной восприимчивости и экспериментов по нейтронному рассеянию. Параметры изотропного обменного взаимодействия между ближайшими соседями и через соседа в цепочке составляют Jc=10.4 meV и Jcnnn=3.28 meV, соответственно. Параметры обменного взаимодействия между соседними цепочками вдоль осей a и b составляют Ja/Jc=-0.011 и Jb/Jc=0.11 [13]. При спин - пайерлсовском переходе при TSP14K происходит димеризация цепочек. Сигнал электронного спинового резонанса в CuGeO3 состоит из одиночной обменно суженной резонансной линии [14]. Положение линии ЭПР практически не зависит от температуры. Величины эффективных g- факторов равны ga=2.16, gb=2.26, и gc=2.07. Оказалось, что для описания анизотропии ширины линии ЭПР в CuGeO3 необходимо учитывать наличие двух неэквивалентных цепочек. Для одной цепочки ширина линии ЭПР будет определяться выражением: (1,2) (M + M ) h H1,2 =, (3) gB ex (1,2) где M - вторые моменты для каждой из двух неэквивалентных цепей, определяемые анизотропными обменными взаимодействиями между спинами ионов меди в пределах одной цепочки, как в LiCuVO4. M - вклад из-за межцепочечных взаимодействий, ex Jc / h - обменная частота. Так как ориентации осей октаэдров CuO6 различаются по отношению к внешнему магнитному полю, следует ожидать два различных резонансных поля Н1 и Н2 и две ширины линии ЭПР H1 и H2 в данной ориентации поля. Пусть =Н1-H2 и gB=J12 характеризует межцепочечные обменные взаимодействия и - соответствующее обменное поле. В случае, когда >, результирующий спектр ЭПР будет иметь лоренцеву форму линии с резонансным полем Hres=(H1+H2)/2 и шириной: H1 + H2 2 2 (H1 + H2)+ + 2 8 H = (4) H1 + H1+ 2 Симуляция угловых зависимостей ширины линии ЭПР в трех взаимно перпендикулярных плоскостях позволила определить относительные параметры анизотропного обмена Jxx/Jzz и Acc/Jzz. Соотношения между параметрами анизотропного обменного взаимодействия равны Jxx/Jzz=-0.630.02 и Acc/Jzz=0.640.02 во всей температурной области 120К Интересно отметить, что при высоких температурах соотношение между параметрами анизотропии внутри цепочечного обменного взаимодействия практически то же самое, что получено для LiCuVO4, где Jxx/Jzz=-0.570.02 (после перенормировки параметров, полученных для LiCuVO4, при условии, что Jxx+Jyy+Jzz=0). Изменение отношений параметров обмена при T<120K свидетельствует о структурно-динамической перестройке решетки при T>>TSP, что оказалось яркой характерной чертой и других квазиодномерных систем. При понижении температуры ниже 120К отношение Acc/Jzzсильно увеличивается и в области ниже 40К приблизительно равно Acc/Jzz10.05. Изменения, полученные для отношения параметров анизотропного обмена внутри цепочки Jxx/Jzz, меньше в раза, чем для Acc/Jzz. Можно предположить, что параметр межцепочечного анизотропного обмена отвечает за систематическое изменение ширины линии ЭПР ниже 120К и связан с флуктуациями решетки в этом температурном интервале. В процессе анализа температурной зависимости ширины линии ЭПР замечено, что она может быть аппроксимирована формулой вида: 2C, H (T ) = H ()exp - (5) T + C2 где Н(), С1 и С2 подгоночные параметры. Экспериментальные данные аппроксимировались независимо для трех ориентаций поля. Выражение (5) прекрасно симулирует ширину линии ЭПР выше спин-пайерлсовского перехода. Подгоночные параметры С1 и С2 практически не зависят от ориентации. Можно надеется, что отмеченная аппроксимация окажется полезной для будущих теорий температурных зависимостей ширины линии ЭПР в интервале температур от гелиевых до комнатных. Рис.3. Температурные зависимости нормированных параметров анизотропного обменного взаимодействия: Acc/Jzz - квадраты, Jxx/Jzz -треугольники. Интересной оказалась спиновая динамика и зарядовое упорядочение в - Na1/3V2O5. Три неэквивалентные позиции ванадия (V1, V2, V3) образуют три вида цепочек вдоль оси b- кристалла. Позиции V1 образуют зигзагообразные цепочки, соединенные общими ребрами октаэдров VO6. Позиции V2 образуют двухступенчатую лестницу, соединенную углами VO6 октаэдров, позиции V3 лежат на зигзагообразной цепи и соединены общим ребром пирамиды VO5. Отношение V4+ (3d1: S=1/2) к V5+ (3d0: S = 0) равно 1:5. Из угловой зависимости g- фактора следует, что электрон, в основном, локализован в зигзагообразной цепи V1. Исходя из анализа числа d- электронов и изменения расстояний V1-O1-V1 в каждой из шести ступенек V1 лестницы ниже перехода металл- изолятор, предложен сценарий упорядочения для диэлектрической фазы. Шесть последовательных состояний зигзагообразной цепи V1 занято электронами. Оценка ширины линии из-за диполь- дипольного и сверхтонкого взаимодействий дает значение ширины линии меньше, чем наблюдается в эксперименте. Для описания ширины линии ЭПР необходимо учитывать анизотропные обменные взаимодействия симметричного типа внутри цепочки J11, J12 и J13. Наблюденная нами анизотропия ширины линии ЭПР противоречит модели линейного распределения электронов по позициям V1. При T=50K, T=200K экспериментальные данные описаны с учетом трёх обменных связей в пределах зигзагообразной цепочки V1. Направление главных осей тензора анизотропного обмена выбрано в соответствии с геометрией связей. Одна ось (x) направлялась вдоль связи ближайших соседних позиций ионов V1. Вторая ось (y) перпендикулярна плоскости, в которой расположены иона ванадия и соединяющие их лиганды кислорода. Третья ось перпендикулярна первым двум. Определенные относительные параметры анизотропных взаимодействий приведены в Таблице 1. Таблица 1. Относительные значения диагональных компонент тензора анизотропного обменного взаимодействия, J11 = J12. gxx gyy gzz JJJ11 Jyy yy xx xx JJJ11 J11 zz zz zz zz 50K -0.59 -0.0.57 -1.1.969 1.978 1.9200K -2/3 -1/0.75 -1.1.950 1.974 1.9CuSb2O6 Цквазиодномерное соединение, в котором при 380К наблюдается структурный переход из тетрагональной фазы - CuSb2O6 (пространственная группа P42/nmn) в моноклинную - CuSb2O6 (пространственная группа P21/n). Имеются два типа магнитных цепочек. Они лежат в чередующихся слоях: в одном слое вдоль (a+b) направления, а в следующем - вдоль (a-b) направления. Структурный фазовый переход в CuSb2O6 сопровождается процессом усреднения растяжения кислородных октаэдров по двум возможным направлениям. Ниже температуры перехода CuOкомплексы локализуются в два эквивалентных минимума адиабатического потенциала, которые соответствуют растяжению октаэдра вдоль Cu-O2a или Cu-Oсвязей. В спектре ЭПР монокристаллов CuSb2O6 наблюдались четыре резонансные линии различной интенсивности. При направлении поля вдоль кристаллографической оси b они сливаются в одну. Это связано с двойникованием кристалла, что подтверждается лауэграммой данного кристалла. Из-за двойникования и двух возможных растяжений связи Cu-O можно выделить четыре домена. Угловые зависимости положения и ширины линии ЭПР для первого домена в CuSb2O6 приведены на рис.4. Наблюдающуюся модуляцию ширины линии ЭПР связываем с проявлением анизотропного эффекта Зеемана при T>>Jinter/kB [15], так как в CuSb2O6 в кристаллической решетке две магнитно-неэквивалентные цепочки, параметр изотропного обменного взаимодействия между ними составляет Jinter=0.03J. Ширина линии ЭПР равна: gBH0 g H (kOe) , (6) AZ Jinter g где g - разница между соответствующими компонентами g - факторов неэквивалентных парамагнитных центров из различных цепочек. Отмечаем, что резонансные частоты связаны с магнитным полем соотношением gHres = hres. Подставляя в (6) резонансные значения поля Q - диапазона 12 000Э и принимая g=0.4, J/kB=93K, получаем HAZ=138Э, что соответствует экспериментальным данным (рис.4). В соединении CuSb2O6 анизотропный обмен осуществляется через два последовательно расположенных кислородных иона, и поэтому его роль в Рис.4. Угловые зависимости g- фактора и ширины линии ЭПР монокристалла CuSb2O6 для двух растянутых связей Cu-O2a (домен 1) при 20К на частоте 34ГГц. На верхнем рисунке пунктирные линии соответствуют расчетам, поясненным в тексте. Эффективный g- фактор линии ЭПР определяется усреднением соответствующих компонент g- тензоров двух неэквивалентных позиций меди в цепочке. уширении линии ЭПР относительно мала. Лучший результат аппроксимации ширины линии ЭПР получается, когда относительные компоненты тензора i i i i inter inter анизотропного обмена равны: J / J = -3, J / J = 2, Jaa / Jbb = -1 и zz xx yy xx inter inter Jcc / Jbb = 0. Эксперименты рентгеноструктурной дифракции по температурной зависимости параметров решетки проводились на рентгеноструктурном дифрактометре (STOE), работающем в температурном диапазоне от 80К до 400К в потоке газа N2. Они подтвердили моноклинную структуру поликристаллического материала. При 300К параметры решетки CuSb2О6 равны a=4.6401(2) , b=4.6411(2) , c=9.3077(3) , и =91.113(3), что прекрасно соответствует значениям, приведенным в литературе. Моноклинный угол уменьшается непрерывно при увеличении температуры, начиная с 91.4 при 80 K и достигая 90.0 при 400 K. Фазовый переход из моноклинной в тетрагональную фазу в области Т=400К сопровождается изменением угла , который используем как параметр порядка. Аппроксимация моноклинного угла в температурной области вблизи фазового перехода вида =90+c(1+T/TJT)b даёт температуру перехода TJT=406 K и критический индекс степени b =0.480.02. В теории среднего поля b=0.5. В параграфе 2.5 описаны исследования анизотропных обменных взаимодействий в монокристалле - NaV2O5 методом ЭПР. Наблюдаемый сигнал ЭПР в -NaV2Oимеет форму линии Лоренца. Эффективный g- фактор мало отличается от 2, что типично для спиновых систем с подавленным орбитальным моментом. Ширина линии ЭПР монотонно увеличивается с ростом температуры от 10 Э при ТСО (температура зарядового упорядочения) до несколько сотен эрстед при комнатной температуре. Рис.5. Схематичное распределение орбиталей ванадия и мостиковых состояний кислорода в NaV2O5. (a) - обменные связи внутри лестницы между основными состояниями dxy ионов ванадия в состоянии V4.5; (b) - обменные связи внутри лестницы между возбужденными состояниями d x2 - y2 V4.5; (с) - обменные связи между лестницами через орбитали мостиковых кислородов. Возможные пути обменных связей поясняются на рис.5. Как видно из схемы обменных связей на рис.5, перескоки электрона разрешены как по основным (a), так и по возбужденным состояниям V4.5 (b). Между соседними лестницами обменные пути имеют 90- градусную геометрию связей, которая уже обсуждалась для LiCuVOи CuGeO3 (см. рис. 5(с)). Отметим, что при T>TCO, волновая функция основных состояний представляет собой суперпозицию двух d - орбиталей c1 d - c2 dxy. xy На перекладине лестницы распределен один электрон. Возбужденные состояния для А и АТ фрагментов представляют собой комбинации c1 d - c2 d и x2-y2 x2-y' ' c1 d - c2 d, соответственно. x2-y2 x2-yРис.6. Правая ордината: температурная зависимость отношения ширины линии ЭПР в случае магнитного поля, приложенного вдоль оси a или b, к ширине линии ЭПР, когда магнитное поле приложено вдоль оси c. Левая ордината: температурная зависимость отношения констант анизотропного обмена между спинами ионов ванадия между и внутри спиновой лестницы, полученная из аппроксимации угловой зависимости ширины линии ЭПР. Рассматривая возможные возбуждения электронов через спин-орбитальные состояния, обращаем внимание, что наибольший вклад в процесс связан с dxy lz d = 2i матричными элементами. Таким образом, видно, что x2-yмаксимальное значение имеет ' t t * ' ' Dzz = 82 [c1c1 + c*c2]2. 2 (7) 2 cf AA' На рисунке 6 представлены температурные зависимости Dintra/Dinter совместно с отношениями ширин линии ЭПР Ha/Hc и Hb/Hc (отметим, что при температурах меньше величины обменного интеграла T В параграфе 2.6 представлены результаты исследования методом ЭПР квази- одномерного магнетика монокристалла KCuF3. Угловая зависимость ширины линии ЭПР в KCuF3 показана на рис.7. Используя общепринятые оценки для всех возможных источников уширения линии ЭПР, пришли к выводу, что необходимо дополнительно учитывать вклад динамического антисимметричного взаимодействия Дзялошинского-Мория (DM) в KCuF3. Были приняты во внимание динамические отклонения мостиковых ионов фтора от направления Cu-Cu вдоль оси с. В соответствии с кристаллической структурой [16], статическое значение Рис.7. Угловая зависимость ширины линии ЭПР в KCuF3 при T=300K. Линии соответствуют результатам расчета. В последнем разделе Главы 2 представлены результаты изучения методом ЭПР монокристаллов CuTe2O5 на частотах 9.4 и 160 GHz. В данном соединении изотропные обменные взаимодействия соседей справа и слева в цепочке не одинаковы по величине. Нами была получена формула для второго и четвертого моментов линии ЭПР для альтернированной цепочки. Из сравнения вычисленной и измеренной ширины линии ЭПР были успешно идентифицированы позиции ионов меди с самым сильным обменным взаимодействием. Из анализа угловой зависимости ширины линии ЭПР были найдены параметры анизотропного обменного взаимодействия между спинами ионов меди в ближайшей паре спинов меди. Параметры обменного взаимодействия между магнитно неэквивалентными цепочками спинов ионов меди определены из частотной зависимости ширины линии ЭПР. (см Таб.2). Полученные данные свидетельствуют о квазиодномерной модели магнетизма в CuTe2O5. Таблица 2. Параметры анизотропного симметричного обменного взаимодействия спинов ионов меди в парах 1 и 4 при различных температурах. x z' x z Т(К) J1a''x'' (K) J1a'z'' (K) J1b'x' (K) J1b'z' (K) 60 2.19 0.-1 -0.200 1.98 0.-0.82 -0.300 1.92 0.-0.82 -0.В главе 3 представлены результаты исследования магнитной восприимчивости монокристаллов LaTiO3 и Sr2VO4. Исследуемые нами кристаллы LaTiO3 были подобны тем, которые использовались в экспериментах по тепловому расширению [19]. Направление кристаллографических осей было определено по лауэграмме. Эксперименты по дифракции нейтронов показали, что двойникование наблюдается на 5% объема кристалла. Следовательно, можно считать, что кристалл практически недвойниковый. Намагниченность М(Т) измерялась на (SQUID) магнетометре (MPMS5, Quantum Design), работающим в температурной области от 1.8К до 300К в магнитных полях до 50000 Э. Рис.8. Температурная LaTiOзависимость обратной H || a восприимчивости в 1. H || b H || c LaTiO3 в магнитном поле (in Pnma) 10000 Э, приложенном вдоль трех 01кристаллографических осей a, b и c (Pnma). 1.H = 10 kOe 200 300 4 T (K) -1/ (10 mol/emu) (10 emu/mol) Из экспериментальных данных был вычтен вклад, полученный в аналогичном магнитном поле без образца. Нами исследовалось поведение магнитной восприимчивости выше температуры Нееля TN=146 K. Результаты измерений представлены на рис.8. Видно, что значение магнитной восприимчивости при приложении магнитного поля вдоль различных кристаллографических осей различно. Это означает, что модель орбитальной жидкости не подходит для описания наших данных, и эффекты кристаллических расщеплений основных состояний ионов Ti3+ должны быть учтены. В процессе нашего расчета они учитывались в рамках модели обменных зарядов [20]. В итоге расчета были получены следующие уровни энергии пяти крамерсовых дублетов 1,2/kB=0; 3,4/kB=2553K; 5,6/kB=3214K; 7,8/kB=26773 K; 9,10/kB=27890 K. Главные значения g - факторов равны для всех четырех позиций титана gz=1.81, gx=1.73, gy=1.79. В отсутствие спин-орбитального взаимодействия значения g- факторов равнялись бы двум. Полученные нами выводы об орбитальном упорядочении ионов титана в LaTiO3 согласуются с результатами расчетов, приведенных в [21]. Пунктирными линиями на рис.8 представлены рассчитанные температурные зависимости магнитной восприимчивости в рамках модели молекулярного поля. При этом зависимость обменного взаимодействия от орбитальных моментов ионов титана не учитывалась. Сплошные линии соответствуют расчету, в котором предполагалось, что фактор молекулярного поля Вейсса C/(T+) различен. Из аппроксимации экспериментальных графиков получили значения Cx/x=2.45, Cy/y =2.29, и Cz/z =2.14. Отклонения этих отношений от 2 возможно связано с влиянием роли обменного взаимодействия типа j i J (sis )l l между ионами титана. j Для исследования обменного взаимодействия, зависящего от орбитальных переменных, лучше подходит двухмерное соединение Sr2VO4. Дополнительный интерес к физическим свойствам Sr2VO4 еще связан с тем, что это соединение по структуре схоже с родительским соединением высокотемпературных сверхпроводников La2CuO4. Ионы ванадия находятся в тетрагонально искаженных октаэдрических окружениях из ионов кислорода. Для описания расщеплений нижних t2g состояний под действием тетрагональной компоненты кристаллического поля и спин-орбитального взаимодействия используется эффективный гамильтониан [22]: H = D[3lz - l(l +1)]+ clzSz + (l+S- + l-S+ ) / 2. (8) Здесь lz, l+ и l- - операторы эффективного орбитального момента l = 1. Параметр спин-орбитальной связи может быть анизотропным из-за ковалентных эффектов в связи ванадия с ближайшими ионами кислорода. Волновые функции эффективного момента таковы 1 = -[d + id ]/ 2, -1 = [d - id ]/ 2, yz xz yz xz 0 = d Магнитная восприимчивость в парамагнитной фазе складывается из xy. восприимчивости ионов ванадия, находящихся в основных и возбужденных состояниях, а также ван-флековского вклада (см. рис. 9) Последний является определяющим, особенно при высоких температурах, так как компоненты g - тензора, соответствующие основному состоянию 1,1/ 2, аномально малы. Рис. 9. Температурная зависимость спиновой восприимчивости в парамагнитной фазе Sr2VO4. Параметры расчета D=-33meV; c=-30meV; =-28meV; kc=0.9; k=0.8. Пунктиром изображен вклад от посторонних магнитных примесей. Он сильно меняется при различных процедурах приготовления образцов. В отличие от LaTiO3 основное состояние ионов ванадия в Sr2VO4 после учета кристаллического поля и спин-орбитального взаимодействия остается двукратно вырожденным. Поэтому орбитально - зависимое обменное взаимодействие играет особенно важную роль. Известно, что антиферромагнитная связь тем выше, чем больше интеграл перескока между магнитными ионами. В данном случае имеются два типа интегралов перескока между основными состояниями ионов ванадия в плоскости ab; t1,1 = t-1,-1 = (t + txz ) / 2 и t1,-1 = t-1,1 = (t - txz ) / 2. Отметим, что yz yz интеграл перескока t0,0 = txy в первом приближении не требуется, так как основное состояние не содержит функции 0 = dxy. Интегралы перескоков t и txz разного yz знака, поэтому t1,-1 > t1,1. Следовательно, кинетическое обменное взаимодействие способствует чередованию орбитальных состояний 1 и - 1, при этом из за спинорбитального взаимодействия ориентация спинов и эффективных орбитальных моментов также должна быть противоположной (антиферромагнитной). Таким образом, мы приходим к выводу, что основное состояние в Sr2VO4 соответствует двум встроенным друг в друга подрешеткам ионов ванадия в состояниях ml = 1,ms = 1/ 2 и ml = -1,ms = -1/ 2, или в представлении суммарного эффективного момента чередованию состояний m = 3/ 2 и m = -3/ 2. Наш j j вывод о спин-орбитальном упорядочении в Sr2VO4 является новым. Он отличается от предложенного в [23]. Это связано с тем, что при анализе антиферромагнитной связи в работе [23] не учтены перекрестные члены типа t, благодаря которым yztxz t1,-1 > t1,1. Проведенное в диссертации более строгое рассмотрение показало, что сделанное выше заключение остается справедливым при учете всех возбужденных состояний ванадия, а также при включении ферромагнитных каналов связи и электростатических мультиполь-мультипольных взаимодействий. Четвертая глава посвящена экспериментальному изучению манганитов La1-xMxMnO3 (M=Ba, Sr, Ca) и Eu0.65Sr0.35Mn1-xFexO3 (x=0.25; 0.4). Приведены результаты исследования монокристаллов манганитов состава La1-xSrxMnO3 вблизи температуры фазового перехода. Изучены спектры магнитного резонанса в X- и Q- диапазонах при температурах от 200К до 300К на ЭПР спектрометре Брукер. При допировании стронцием от 6% до 15% в спектре ЭПР в температурной области от 270К до температуры фазового перехода в спектре ЭПР X- диапазона наблюдались две линии, одна практически анизотропная на g~2 и дополнительная линия с эффективным g - фактором от 1 до 4. При наблюдении данного сигнала в Q- диапазоне эффективный g- фактор дополнительной линии резко меняется, но магнитная анизотропия, равная ~6000 Э, остается практически без изменений. Этот необычный сигнал связан с ферромагнитными кластерами, формирующимися в парамагнитной области. Угловую зависимость положения линии ферромагнитного резонанса в парафазе аппроксимировали по формуле: = H0z + 2H2 + H A1cos 0 A2 sin2 20 , (9) H0z + 2H cos20 + 4H sin2 2cos20 +1 A1 A 0 где HA1 и HA2 так называемые поля анизотропии, 0 - угол равновесного направления между вектором намагниченности и осью z, H0z - проекция внешнего магнитного поля на ось z. Из анализа угловой зависимости положения линии ферромагнитного резонанса определены параметры магнитной анизотропии данных кластеров HA1=2400 Э, HA2=-400Э. Во всех изученных кристаллах температура, при которой в спектре ЭПР появляется дополнительный сигнал, равна 270К. Это значение соответствует верхней границе фазы Гриффитса. В монокристаллах La1-xBaxMnO3 при 0.1 x 0.2 ниже 340 К в парафазе также обнаружены сигналы ферромагнитного резонанса, свидетельствующие о наличии магнито-упорядоченных наноскопических объектов. Проведенные исследования угловых и частотных зависимостей положения линии ферромагнитного резонанса приводят к выводу о сферической форме нанообразований. La0.88Ba0.12MnO2020010g~Q-диапазон -10160-20T=290 K 0 4000 80H (Oe) 120X-диапазон 80400 40 80 120 160 2угол (градус) Рис.10. Угловые зависимости положения линий ферромагнитного резонанса монокристалла La1-xBaxMnO3, зарегистрированные в X- (квадраты) и Q- (круги) диапазонах. Сплошной линией представлены результаты расчета. Поля магнитной анизотропии равны HА1=2500Э и HА2=-700Э. Дополнительные линии меньшей интенсивности представлены символами меньшего размера. На вставке представлен общий вид спектра для монокристалла La0.8Ba0.2MnO3 в X- диапазоне в плоскости (ab). По оси ординат отложена относительная интенсивность. Определены параметры их магнитной анизотропии: HА1=2500 Э и HА2=-700 Э. На рис.10 представлены угловые зависимости положения линии ферромагнитного резонанса, сплошные линии - аппроксимация по формуле (9). На рис.11 представлена фазовая диаграмма для монокристаллов La1-xBaxMnO3, где температуры фазового перехода из парамагнитного в ферромагнитное состояние были измерены в [24]. Звездочками показаны температуры, ниже которых в спектре ЭПР для концентрации ионов бария от 0.1 до 0.2 наблюдаются линии ферромагнитного резонанса. Температура, при которой в спектре ЭПР появляется дополнительный ферромагнитный сигнал, практически не зависит от концентрации ионов бария в области допирования от x=0.1 0.2 и составляет примерно 340К. резонансное поле (Э) Рис.11. Фазовая диаграмма La1-xBaxMnO3. Звездочками представлены значения температур, ниже которых наблюдаются линии ферромагнитного резонанса. Область существования ферромагнитных кластеров на фазовой диаграмме (концентрация BaT температура) имеет примерно треугольную форму, что характерно для фазы Гриффитса. Приведены результаты комплексного исследования методами ЭПР стронцийзамещенных ферроманганитов европия Eu0.65Sr0.35Mn1-xFexO3. Исследовано магнитное фазовое расслоение - т.е. появление ферромагнитных кластеров малого размера. Причем оказалось, что такие кластеры существуют как со стороны парамагнитной фазы (при комнатной температуре в образцах с малым содержанием железа), так и в антиферромагнитно упорядоченном состоянии для образцов с х = 0,3-0,4. В спектрах магнитного резонанса сигнал от таких кластеров проявляется в виде линии в слабых магнитных полях с эффективным g - фактором, зависящим от величины внешнего магнитного поля. Приведены результаты исследований температурных зависимостей ширин линий ЭПР в монокристаллах La1-xCaxMnO3, где x=0.18; 0.2; 0.22; 0.25; 0.3 и La0.7Ba0.3MnO3. Кристаллы были выращены в лаборатории Я.М. Муковского в МИСиС в рамках нашего научного сотрудничества по гранту РФФИ (рук. Р.М.Еремина) методом зонного плавления при импульсном нагревании. Для проведения экспериментов были приготовлены диски диаметром 3 мм и высотой около 0.2 мм. Плоскость диска образцов La1-xCaxMnO3, где x=0.2; 0.22; 0.25; 0.3, была перпендикулярна направлению [110]. Для монокристалла La0.82Ca0.18MnOплоскость диска совпадала с плоскостью (ac). Измерения спектров ЭПР проводились на спектрометрах Брукер и Вариан в X- диапазоне в температурном интервале от 210К до 600К. В образцах с концентрацией допирования х=0.18; 0.2 вблизи температуры структурного фазового перехода (TOO') из орторомбической фазы в псевдокубическую (ТOO' 260К и ТOO'240К соответственно) обнаружено аномальное уменьшение ширины линии ЭПР (рис.12). Исходя из наблюдаемого резкого уменьшения (на 50Э) ширины линии ЭПР при структурном переходе, проведена оценка параметра спин-гамильтониана кристаллического поля D для иона Mn3+. Установлено, что при изменении концентрации c х=0.2 до х=0.22 происходит существенное уменьшение ширины линии ЭПР (примерно на 180Э) во всем интервале температур. La1-xCaxMnO3 Рис. 12. Температурные зависимости ширин линий x=0.12 x=0.2 ЭПР монокристаллов x=0.10состава La1-xCaxMnO3 при x=0. x=0.800 различных значениях индекса допирования x. 64T (K) 2200 300 400 500 6 H ( Э) В заключении приведены основные результаты и выводы работы. 1. Обобщен и развит магниторезонансный метод экспериментального исследования низкоразмерных магнетиков, позволивший определить параметры анизотропных спин-спиновых взаимодействий между ионами переходных металлов в квазиодномерных магнетиках CuGeO3, LiVCuO4, CuSb2O6, NaV2O5 и Na1/3V2O6, CuTe2O5, KCuF3 по угловым зависимостям положения и ширины линии ЭПР. Систематизированы и дополнены расчетные формулы для второго и четвертого моментов линии ЭПР, обусловленные начальными расщеплениями спиновых состояний и анизотропными обменными взаимодействиями симметричного и антисимметричного типов. 2. Построена модель локализации электронов в виде последовательно занятых позиций зигзагообразной цепочки ионов ванадия в монокристалле -Na1/3V2O5 на основе анализа угловых зависимостей положения и ширины линии ЭПР. 3. Построена модель обменных связей в CuTe2O5 в виде двух типов магнитнонеэквивалентных квазиодномерных цепочек спинов с альтернированным обменным взаимодействием внутри цепочек, описывающая все данные по ЭПР, а также по магнитной восприимчивости. 4. Получены выражения для ширины линии ЭПР в альтернированной квазиодномерной цепочке с симметричными анизотропными обменными взаимодействиями. 5. Предложены модели упорядочения орбиталей ионов Ti3+ и V4+ в LaTiO3 и Sr2VO4, позволившие описать температурные зависимости магнитной восприимчивости, а также литературные данные о магнитных и структурных свойствах этих соединений. 6. На фазовой диаграмме манганитов La1-xMxMnO3 (M=Sr, Ba) со стороны парафазы обнаружены и интерпретированы сигналы ферромагнитного резонанса, свидетельствующие об образовании магнитных кластеров. По данным магнитного резонанса и магнитной восприимчивости построена фазовая диаграмма области существования ферромагнитных кластеров в парафазе соединения La1-xBaxMnO3. Определены параметры магнитной анизотропии ферромагнитных кластеров в монокристаллах (La1-xMxMnO3, M=Sr, Ba). Методом магнитного резонанса наблюдалось фазовое расслоение в керамике Eu0.65Sr0.35Mn1-xFexO3 (x=0.25; 0.4). 7. В монокристаллах La1-xCaxMnO3 с концентрацией допирования х=0.18; 0.установлено скачкообразное уменьшение ширины линии ЭПР, связанное с изменением параметров кристаллического поля при структурном фазовом переходе из орторомбической фазы в псевдокубическую при температурах ТOO'260К и ТOO'240К, соответственно. 8. Обнаружен эффект ступенчатого уменьшения ширины линии ЭПР в монокристаллах La1-xCaxMnO3 с ростом концентрации ионов кальция c х=0.2 до х=0.22 во всем интервале температур. Установлено, что наблюдаемый эффект обусловлен изменением характера проводимости (переход изолятор - металл). Развитые в представленной диссертации методы позволили исследовать и успешно интерпретировать спектры магнитного резонанса и температурные зависимости магнитной восприимчивости большой группы новых магнитных материалов с нетривиальными магнитными свойствами. Совокупность представленных выше результатов можно квалифицировать как крупное научное достижение в магнетизме новых низкоразмерных соединений переходных металлов с сильным обменным взаимодействием. Список основных публикаций по теме диссертации. А1. Anisotropic exchange in LiCuVO4 probed by ESR / H.-A. Krug von Nidda, L. E. Svistov, R. M. Eremina, et al. // Phys.Rev.B - 2002 - V.65 - 134445(1-7). А2. Crystal field, Dzyaloshinsky-Moriya interaction, and orbital order in La0.95Sr0.05MnOprobed by ESR / J. Deisenhofer, M.V. Eremin, R. M. Eremina, et al. // Phys.Rev.B - 2002.- V. 65 - 104440 (1-6). А3. Structural and magnetic properties of CuSb2O6 probed by ESR / M. Heinrich, H.-A. Krug von Nidda, R. M. Eremina et al. // Phys.Rev.B - 2003 - V.67 - 224418 (1-8). А4. Anisotropic exchange interactions in CuGeO3 probed by electron spin resonance spectroscopy / R. M. Eremina, M. V. Eremin, V. N. Glazkov, et al.// Phys. Rev. B - 2003 - V.68, 014417(1-10). А5. Spin Dynamics and Charge Order in -Na1/3V2O5 / M. Heinrich, H. ЦA. Krug von Nidda, R.M. Eremina, et al.// Phys.Rev.Lett. -2004. - V.93 - 116402(1-4). А6. Anisotropy of the paramagnetic susceptibility in LaTiO3:The electron-distribution picture in the ground state / R. M. Eremina, M. V. Eremin, V. V. Iglamov, et al. // Phys.Rev. B - 2004 - V.70 - 224428 (1-10). А7. Anisotropy Paramagnetic Susceptibility in LaTiO3 / M. V. Eremin, V. V. Iglamov, R.M. Eremina, et al. // The Physics of Metals and Metallography - 2005.- Vol. 99, Suppl. 1- pp. S99ЦS101. А8. Observation of a Griffiths Phase in Paramagnetic La1-xSrxMnO3 / J. Deisenhofer, D. Braak, H.-A. Krug von Nidda, R. M. Eremina et al. // Phys.Rev.Lett. - 2005 - V.95 - 257202 (1-4). А9. Unconventional Anisotropic Superexchange in -NaV2O5 / M.V. Eremin, D.V. Zakharov, R. M. Eremina et al. // Phys.Rev.Lett. - 2006. - V. 96 - 027209 (1-4). А10. Определение области существования нанообразований в парафазе La1-xBaxMnO/ Р.М. Еремина, И.В. Яцык, Я.М. Муковский и др. // Письма в ЖЭТФ - 2007. - т.85, вып.1 - С.57 - 60. А11. Ступенчатые изменения в температурной зависимости ширины линии ЭПР монокристаллов La1-xCaxMnO3 / И.В. Яцык, Р.М. Еремина, Я.М. Муковский и др. // Письма в ЖЭТФ - 2008 - т.87, вып.8 - с.517 - 521. А12. Structural and magnetic dimers in the spin-gapped system CuTe2O5 / J. Deisenhofer, R. M. Eremina, A. Pimenov et al. // Phys. Rev. B. - 2006. - Vol. 74. - pp. 174421(1 - 8). А13. Анизотропные обменные взаимодействия в CuTe2O5 / Р.М. Еремина, Т.П. Гаврилова, H.-A. Krug von Nidda и др.// ФТТ. - 2008. - Т.50, № 2. - С. 273Ц279. А14. Anisotropic Exchange Interactions in CuTe2O5 / T. P. Gavrilova, R. M. Eremina, H.A. Krug von Nidda, et al. // Journal of optoelectronics and advanced materials - 2008. - Vol. 10, №7. - p. 1655 - 1658. А15. Dynamical Dzyaloshinsky-Moriya Interaction in KCuF3 / M.V. Eremin, D.V. Zakharov, R. M. Eremina et al. // Phys.Rev.Lett. - 2008 - V.101 - р. 147601(1-4). А16. Anisotropic Exchange in Spin Chains / D. Zakharov, H.-A. Krug von Nidda, R. Eremina et al. // p. 193-238 in Quantum Magnetism by eds. B. Barbara, Y. Imry, G.Sawatzky, P.C.E. Stamp, Springer Science+Business Media B. (2008). А17. Исследование магнитного фазового расслоения в керамике Eu0.65Sr0.35Mn1-xFexOметодами ЭПР и мессбауэровской спектроскопии / Р.М. Еремина, И.И. Нигьматуллина, В.В. Парфенов и др.// ФТТ - 2010 - Т. 52 - С. 2245 - 2249. Список цитируемой литературы: 1. Observation of the Spin-Peierls Transition in Linear Cu+2 (Spin-1/2) Chains in an Inorganic Compound CuGeO3 / M. Hase, I. Terasaki, and K. Uchinokura // Phys. Rev. Lett.1993.-V.70- P.3651(1-4). 2. NMR study of the high-field magnetic phase of LiCuVO4 / N. Bttgen, W. Kraetschmer, L. E. Svistov et al. // Phys. Rev. B. - 2010. - V. 81 - P. 052403(1-4). 3. Gippius А.А. Spin polarization of the magnetic spiral in NaCu2O2 as seen by nuclear magnetic resonance spectroscopy / A. A. Gippius, A. S. Moskvin, S.-L. Drechsler // Phys. Rev. B. - 2008 - V. 77 - Р. 180403(R)-(1-4). 4. Low-energy excitations in DTN below Tc: ESR studies / S.A. Zvyagin, J. Wosnitza, A.K. Kolezhuk et al. // Journal of Physics: Conference Series. - 2009. - V. 150. - P. 042244(1-4). 5. Буньков Ю.М. Спиновая сверхтекучесть и бозе- эйнштейновская конденсация магнонов / Ю.М. Буньков // УФН. - 2010.-Т. 180, №8. - С. 884-889. 6. Bose-Einstein Condensation of Dilute Magnons in TlCuCl3 / T. Nikuni, M. Oshikawa, A. Oosawa and H. Tanaka // Phys. Rev. Lett. - 2010. - V. 84, №25. - P. 5868-5871. 7. Звездин А. К. Магнитоэлектрические взаимодействия и фазовые переходы в новом классе мультиферроиков с несобственной электрической поляризацией / А. К. Звездин, А. А. Мухин // Письма в ЖЭТФ - 2008.- Т.88, №8 ЦС.581-586. 8. Colossal Effects in Transition Metal Oxides Caused by Intrinsic Inhomogeneities / Burgy J., Mayr M., Martin-Mayor V. et.al.//Phys. Rev. Lett. - 2001. - V.87 - P.277202. 9. Характеристики фазово-расслоенного состояния манганитов и их связь с транспортными и магнитными свойствами / Кугель К.И., Сбойчиков А.О., Рахманов А.Л. и др.// ЖЭТФ - 2004. - Т.125 - В.3 - С.648 - 658. 10. Magnetic resonance probe of the phase separation in Eu0.7Pb0.3MnO3 single crystal / Volkov N.V, Petrakovskii G.A., Sablina K.A. et al. // JMMM. - 2003. - V. 258-259. - P.302-305. 11. Двухфазное парамагнитно-ферромагнитное состояние в монокристалле манганита лантана La0.7Pb0.3MnO3 / Волков Н. В., Петраковский Г.А., Васильев В.Н., Саблина К.А. // ФТТ. - 2002. - Т. 44, № 7. - С.1290- 1294. 12. Magnetic and resonant properties of quasi-one-dimensional antiferromagnet LiCuVO4 / A. N. VasilТev, L. A. Ponomarenko, H. Manaka // Phys. Rev. B - 2001. ЦV.64. - P. 024419. 13. Structural analysis of CuGeO3: Relation between nuclear structure and magnetic interaction / M. Braden, G. Wilkendorf, J. Lorenzana, M. Ain et al. // Phys.Rev. B - 1996. - V.54. - P. 1105-1116. 14. Магнитный резонанс собственных дефектов в спин-пайерлсовском магнетике CuGeO3 / А.И.Смирнов, В.Н.Глазков, Л.И.Леонюк, А.Г.Веткин, Р.М.Еремина // ЖЭТФ- 1998.-Т.114.-С.1876 -1896. 15. Pilawa B. Anisotropy of electron spin-resonance linewidth of CuGeO3 / B. Pilawa // J.Phys.:Condens.Matter -1997-V.9.-P.3779-3792. 16. New Superlattice Crystal Structure in KCuF 3 Revealed by X-Ray Diffraction Experiments /M.Hidaka et al./J.Phys.Soc.Jpn-1998.-V.67.-P.2488-2417. Kochelaev B. I. Spin-Phonon Interaction and the EPR Linewidth in La2CuO4 and Related Cuprates / B.I. Kochelaev // J.Supercond.-1999.-V.12.-P.53. 18. Tilting mode relaxation in the electron paramagnetic resonance of oxygen-isotopesubstituted La2-xSrxCuO4:Mn2+ / A. Shengelaya, H. Keller, K.A. Mller, B.I. Kochelaev, K. Conder // Phys. Rev. B- 2001. ЦV. 63. ЦP. 144513(1-9). 19. Phase diagram of LaTiOx: from 2D layered ferroelectric insulator to 3D weak ferromagnetic semiconductor / F. Lichtenberg, D. Widmer, J. G. Bednorz, T. Williams, A. Reller // Z. Phys. B: Condens. Matter. - 1991ЦV.82. ЦP. 211. 20. Malkin B.Z. Crystal Field and Electron-Phonon Interaction in Rare-Earth Ionic Paramagnets /B.Z. Malkin // Spectroscopy of solids containing rare-earth ions ed. by A.A. Kaplyanskii, R.M. Macfarlane Amsterdam: Elsevier Science Publishers, 1987.- P. 13-50. 21. Структура, электронные и магнитные свойства LaTiO3 / А.А. Можегоров, А.Е. Никифоров, А.В. Ларин, А.В. Ефремов, Л.Э. Гончарь, П.А. Агзамова // ФТТ - 2008. - Т. 50. - С. 1724Ц1727. 22. Абрагам A. Электронный парамагнитный резонанс переходных ионов / A. Абрагам, Б. Блини. - М: Мир, 1972. - Т.1. - 672 с. 23. Jackeli G. Magnetically Hidden Order of Kramers Doublets in d1 Systems: Sr2VO4 / G. Jackeli and G. Khaliullin // Phys. Rev. Lett. - 2009- V.103.- P. 067205. 24. Anomalous magnetic properties and magnetic phase diagram of La1-xBaxMnO3 /H.L.Ju, Y.S.Nam, J.E.Lee, H.S. Shin //J. Magn. Mater. - 2000. - V.219 - P.1-8.