Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Основные принципы экспериментального метода исследование вещества .
1.1. Основы SR-метода. 18 стр.
1.2. Принципиальная схема SR-метода. 21 стр.
1.3. Выбор модели взаимодействия мюонов со средой. 25 стр.
1.4. Техника эксперимента. 30 стр.
1.5. Основные параметры созданной SR-установки . 44 стр.
ГЛАВА 2. Исследование редкоземельных манганитов RMnO3 .
2.1. Фазовые переходы и динамическая релаксация гексагонального манганита HoMnO3. 46 стр.
2.2. Функция релаксации поляризации и распределение локальных магнитных полей в антиферромагнитной фазе манганита HoMnO3. 51 стр.
2.3. Фазовые переходы и скорость динамической релаксации для манганита YMnO3. 59 стр.
2.4. Функция релаксации поляризации и распределение локальных магнитных полей в манганите YMnO3. 61 стр.
2.5. Исследование магнитных свойств манганита La0.82Ca0.18MnO3. 67 стр.
2.6. Исследование магнитных свойств манганита La0.85Sr0.15MnO3. 71 стр.
2.7. Выводы. 75 стр.
ГЛАВА 3. Исследование редкоземельных манганатов RMn2O5 .
3.1. Исследование манганата EuMn2O5. 76 стр.
3.2. Выводы по исследованию манганата EuMn2O5 . 87 стр.
3.3. Исследование манганата GdMn2O5. 88 стр.
3.4. Выводы по исследованию манганата GdMn2O5. 102 стр.
Заключение. 103 стр.
Список литературы
- Выбор модели взаимодействия мюонов со средой.
- Основные параметры созданной SR-установки
- Функция релаксации поляризации и распределение локальных магнитных полей в антиферромагнитной фазе манганита HoMnO3.
- Выводы по исследованию манганата EuMn2O5
Выбор модели взаимодействия мюонов со средой.
Получаемые в виде вторичных пучков на ускорителях с достаточно высокой интенсивностью потока ускоряемых элементарных частиц (например, протонов) мюоны могут быть легко внедрены в любое, достаточно плотное вещество. Как показывает опыт и теоретический расчет [28, 29, 31], в процессе торможения они сохраняют исходную поляризацию вплоть до полной термализации и локализации в междоузлиях кристаллической решетки (в случае +) или образования мезоатома (в случае -). Получение ансамбля на практике достигается путем последовательного внедрения одиночных мюонов так, чтобы время t в выражении (2) в каждом случае отсчитывалось от момента остановки частиц в исследуемом образце. Окончательный вид экспериментально наблюдаемой временной зависимости числа зарегистрированных позитронов (электронов) распада может быть представлен в следующем виде: G(t) - функция релаксации поляризации ансамбля мюонов. Заметим, что параметры No/N и ао зависят только от телесного угла и эффективности регистрации позитронов (электронов), а также от исходной поляризации мюонов Р0=P(t=0). При постоянной геометрии экспериментальной установки и устойчивой работе регистрирующей аппаратуры эти параметры легко определяются в контрольных измерениях и могут быть использованы как дополнительные критерии при определении G(t). где К - единичный вектор в направлении детектора позитронов (электронов), а интегрирование выполняется в пределах цены деления временной шкалы . Функция F(t) описывает аппаратурную форму линии, ширина которой определяется временным разрешением экспериментальной установки. Современная аппаратура позволяет без особых усилий получить разрешение на уровне (1 - 2) 10 9 сек. Если характерное время изменения поляризации мюонов существенно больше, то функция G(t) есть проекция вектора P(t) на направление регистрации позитронов распада. Это положение вполне справедливо в пределах настоящей работы, тем более, что цена деления временной шкалы была сравнима с временным разрешением. Для упрощения дальнейшего изложения отметим, что в наших условиях вектор К совпадал с направлением начальной поляризации мюонов, так что в нашем случае G(t = 0) = l. 1.2. Принципиальная схема uSR-метода
Для применения Ж-метода необходим ансамбль поляризованных положительно заряженных мюонов. Пучок поляризованных мюонов получают в ускорителе, бомбардируя частицами высоких энергий (как правило, протонами) мезонообразующую мишень (в данной работе это бериллиевая мишень толщиной по пучку 18 см). При взаимодействии протонов с ядрами рождаются отрицательно заряженные и положительно заряженные -мезоны. Масса ± примерно равно 140 МэВ, и для образования -мезонов обычно используют протонные пучки с энергией 0,5 ГэВ (в ПИЯФ 1 ГэВ). В канале ускорителя после сепарации пучка в итоге получают пучок релятивистских -мезонов, которые затем распадаются (+ + + ).
С помощью полей пучок сепарируют по энергиям. Разводя сепарированные мюоны, далее можно получить пучки мюонов с различной энергией и поляризацией. На практике чаще работают с мюонами, имеющими из двух возможных значений меньшую энергию (распад «назад»). Так как отобранный пучок всегда имеет определенный разброс по модулю и по направлениям импульса (по углам), вектор поляризации в лабораторной системе для разных мюонов направлен различно. В итоге пучок поляризован частично. Обычно поляризация пучка составляет 0,6 - 0,9.
Задача приготовления хорошего пучка мюонов - это одна из главных задач для физиков-экспериментаторов. Пучок поляризованных мюонов направляется на мишень. Чтобы остановиться в исследуемом образце, мюон должен на своем пути растратить свою энергию: при столкновениях энергия мюона тратится в основном на ионизацию. Отрывая электрон, мюон должен отдать ему часть своей энергии, причем большую, чем потенциал ионизации среды (10 - 20 эВ). На 1 см пути мюон встретит 106 - 107 атомов, поскольку в конденсированной среде средние расстояния между атомами обычно больше в 2 - 3 раза, чем их собственные размеры. На такое число столкновений расходуется энергия 10 - 100 МэВ. Время торможения релятивистских мюонов до тепловых скоростей - приблизительно 10 10 с. Энергия 100 МэВ не всегда удобна для мюонных экспериментов. Пробеги при таких энергиях для большинства веществ составляют 30 – 45 г/см2, поэтому для того, чтобы большая часть мюонов пучка остановилась в исследуемом образце, приходится предварительно затормаживать пучок или брать образцы толщиной в несколько миллиметров. С газообразными и тонкими образцами работать при таком пучке практически невозможно. Поэтому для образцов с малой плотностью значительно удобнее использовать низкоэнергетичные пучки так называемых «поверхностных» мюонов, которые образуются от распада пионов, остановившихся на границе мезонообразующей мишени. Такие мюоны обладают сравнительно небольшим импульсом – 29,8 МэВ/с. Их пробег порядка 0,15 г/см2 (например, при плотности меди 8,9 г/см2 это порядка 0,017 см), поэтому из мезонообразующей мишени могут вылететь только мюоны, образовавшиеся в тонком поверхностном слое. По этой причине пучок и назван «поверхностным». Его поляризация практически равна единице, а глубина проникновения в исследуемый образец 0,15 г/см2. При атмосферном давлении пучок остановится в газовой мишени толщиной порядка 10 см.
Интенсивность мюонных пучков ускорителей, таких, как гатчинский синхроциклотрон и ускоритель ЛЯП ОИЯИ, обеспечивает при работе с конденсированными мишенями 104 – 106 остановок мюонов в секунду. Такого числа остановок достаточно для проведения экспериментов, использующих обычную, или, как ее сейчас называют, «традиционную» методику эксперимента. Дело в том, что при «традиционной» методике в каждый момент времени в образце должен присутствовать только один мюон. Время жизни мюона порядка 2,2 10-6 с, поэтому среднее число остановок не может быть больше 105 в секунду. Полезных событий регистрируется еще меньше. Это непосредственно приводит к тому, что для одного эксперимента просто из-за статистического характера получаемой информации требуется, по крайней мере, час ускорительного времени.
Основные параметры созданной SR-установки
Фазовая диаграмма YMnO3, по сравнению со случаем HoMnO3, видимо, значительно проще. Имеется только антиферромагнитное упорядочивание (PM AFM) ниже температуры ТN = 66 К согласно экспериментам по рассеянию нейтронов [65, 66]. Обнаружено, что при температуре ниже 67 К интенсивность отражения нейтронов от некоторых плоскостей увеличивается и при дальнейшем уменьшении температуры имеет место насыщение. Это указывает на то, что ниже температуры фазового перехода ТN магнитная структура становится стабильной, при этом магнитное упорядочивание сопровождается резким увеличением магнитных моментов ионов Mn3+ и последующим насыщением их температурной эволюции.
Макроскопические параметры (теплоёмкость Ср, магнитная
восприимчивость , диэлектрическая проницаемость и величина tg, характеризующая диэлектрические потери) имеют особенности вблизи значения ТN = 66 К [65, 67]. В отличии от случая HoMnO3 отсутствует переход при температуре TSR 42 К, когда происходила переориентация спинов ионов Mn3+.
Для данного образца, в отличие от предыдущего случая (HoMnO3) температурная зависимость параметра динамической функции релаксации G(t) имеет резкий пик при температуре Неля Т = ТN = 66 К, соответствующей этому образцу. В поведении зависимости скорости релаксации поляризации мюонов, остановившихся в образце YMnO3, от температуры образца виден пик при температуре Т = 66 К, который соответствует фазовому переходу парамагнетик–антиферромагнетик (рис. 1). В интервале температур 45 – 55 К видим немонотонное поведение параметра в зависимости от температуры образца (см. вставку на рис. 21).
Отметим особенность в поведении парциальных амплитуд а1 и а2. 2,0 Зависимость асимметрии от температуры образца YMnO3 в нулевом поле. Линии нанесены для наглядности поведения зависимости. Звездочки – а1, круглые точки – а2, где а1 + а2 = аs.
Таким образом для образца YMnO3 при температуре 50 К видим особенности в зависимостях от температуры скорости релаксации спина мюона (рис. 21) и парциальных амплитуд а1 и а2 (рис. 22). Возможно, это связано с частичным поворотом спинов марганца в соединении YMnO3 [68].
Функция релаксации поляризации и распределение локальных магнитных полей Детальное изучение функции релаксации поляризации мюонов Gs позволяет определить параметры распределения локальных магнитных полей при различных температурах исследуемых образцов.
Так для образца YMnO3 следует отметить, что для описания временных спектров во всем исследованном диапазоне температур ниже температуры перехода Т = ТN = 66 К (PM AFM) необходимо использовать двухчастотную функцию релаксации Gs (см. например, рис. 23 – 27).
Функция релаксации поляризации Gs(t) для образца YMnO3 в нулевом внешнем магнитном поле при температуре Т = 60 К, а1 = 0,223(10); F1 = 23,8(4) МГц; 1 = 40(3) МГц; а2 = 0,041(10); F2 = 49,9(6) МГц; 2 = 17(6) МГц; 1 канал по временной шкале соответствует 0,8 нс; ноль времени находится в 256 канале. 1,0п
Функция релаксации поляризации Gs(t) для образца YMnO3 в нулевом внешнем магнитном поле при температуре Т = 50 К, а1 = 0,235(2); F1 = 30,4(5) МГц; 1 = 49(3) МГц; а2 = 0,029(2); F2 = 63,1(3) МГц; 2 = 9(2) МГц; 1 канал по временной шкале соответствует 0,8 нс; ноль времени находится в 256 канале.
Функция релаксации поляризации Gs(t) для образца YMnO3 в нулевом внешнем магнитном поле при температуре Т = 20 К, а1 = 0,189(6); F1= 42,9(4) МГц; 1 = 42(3) МГц; а2 = 0,0748(60); F2 = 77,7(1) МГц; 2 = 10(1) МГц; 1 канал по временной шкале соответствует 0,8 нс; ноль времени находится в 256 канале. В этой области температур имеет место монотонное поведение частот F1 и F2 и параметров 1 и 2 – разброс частот, связанный с разбросом внутренних магнитных полей (рис. 28 и 29). 80 70 60 50 40 20 0 30 50
т, К Рис. 28. Поведение частот наблюдаемой прецессии F от температуры образца YMnO3 в нулевом поле. Звездочки – F1, круглые точки – F2. 40 30 20 10
Зависимость и 2 от температуры Т для образца YMn03. Звездочки ь круглые точки - 2. В интервале температур 20 К – 60 К видим прецессию на двух частотах F1 и F2, соотношение между которыми сохраняется в указанном диапазоне температур F2/F1 2, рис. 28.
Результаты, касающиеся температурной зависимости частот прецессии F1 и F2 и параметров статической релаксации 1 и 2, совпадают с теми, что получены в недавно опубликованной работе, где также использовался SR-метод [69]. Однако, в ней исследовали монокристалл (а у нас поликристалл). Результаты хорошо согласуются (см. рис. 30).
Рис. 30. (a) – зависимость асимметрии от температуры; (b) – температурная зависимость частоты прецессии; (c) – температурная зависимость разброса частот. Но в упомянутой статье не приводятся и не обсуждаются динамическая релаксация и парциальные вклады в двухчастотную статическую функцию релаксации.
Для исследованных образцов YMnO3 зависимость частоты прецессии от температуры хорошо аппроксимируется зависимостью Кюри-Вейса: F Fmax(1/TN) с показателем = 0,39 ± 0,02, что соответствует модели 3D-магнетика Гейзенберговского типа. 80 70 60 50 40 30 20 10 YMn03; Н=0 Р=52 (1-ТЯ/39 30
Первые (aSR-эксперименты (измерение интегрального выхода позитронов и определение параметра релаксации) указывают на переход РМ AFM при температуре Т = ТN = 140 К - 180 К, которая, однако, заметно зависит от соотношения концентраций La - Са и La - Sr [70].
Рентгеноструктурные исследования обнаруживают резкие изменения параметров решетки с и b и молярного объема при температуре Т 100 К [71].
Еще одна характерная особенность - большое изменение (на 1 - 2 порядка) удельного сопротивления в области температур 85 К - 400 К, причем этот эффект сильно зависит от относительной концентрации La - Са и La - Sr [72].
По-видимому, во всех случаях фазовых превращений процессы обусловлены переориентацией магнитных моментов ионов, которая происходит в результате изменений внутреннего магнитного поля в образце, что в конечном счете приводит к упорядочиванию их магнитных моментов по мере понижения температуры. Процесс существенно зависит от уровня магнитных полей и степени их неоднородности.
В данной работе соответствующая информация получена \iSR-методом, в котором среднее магнитное поле определяется путем измерения частоты прецессии остановившегося в образце мюона, а степень неоднородности магнитного поля - через параметр релаксации их поляризации [73, 74].
Температурная эволюция функций релаксации для данного манганита в нулевом внешнем магнитном поле в общих чертах такая же, как для образца YMn03. Ниже температуры перехода (температуры Нееля) Т = ТN (РМ AFM) временной спектр может быть описан двухчастотной функцией релаксации Gs(t) (рис. 32).
Температурная зависимость частот прецессии для образца La0.82Ca0.18MnO3 в нулевом внешнем магнитном поле. Звездочки – F1; светлые точки – F2. Для исследованного образца частоты прецессии F1 и F2 во внутреннем магнитном поле при низких температурах отличаются в 1,5 – 2 раза (рис. 34). К сожалению, из-за малой статистики в данном случае нельзя сказать ничего определенного о моменте возникновения прецессии – возникает ли сразу двухчастотная прецессия, или же прецессия на каждой из частот F1 и F2 обязана своему конкретному фазовому переходу.
Для исследованного образца, также как и для предыдущих исследованных манганитов, зависимость частоты прецессии (по крайней мере, для частоты F1) от температуры хорошо аппроксимируется кривой Кюри-Вейса: F Fmax(1 – T/TN) с показателем = 0,39 ± 0,02, что соответствует модели 3D-магнетика Гейзенберговского типа (рис. 35).
Функция релаксации поляризации и распределение локальных магнитных полей в антиферромагнитной фазе манганита HoMnO3.
К настоящему моменту в широком диапазоне (12 – 300 К) изучены для соединения GdMn2O5 температурные зависимости магнитоэлектрического эффекта, магнитной восприимчивости [93], диэлектрической проницаемости [94, 95], коэффициента поглощения СВЧ-излучения [95], а также влияние сильных магнитных полей на температурное поведение магнитострикции, электрической поляризации и магнитной восприимчивости [96]. В результате было установлено, что все температурные особенности перечисленных макроскопических свойств кристаллов GdMn2O5 обусловлены тремя магнитными подсистемами ионов (Mn3+, Mn4+ и Gd3+). При температуре TN1 = 40 К имеет место переход из парамагнитного состояния в состояние с дальним магнитным порядком, при котором упорядочиваются магнитные моменты ионов марганца Mn3+ и Mn4+. Дальний магнитный порядок описывается волновым вектором q = (1/2, 0, z), где z = 0,25 – 0,37 для кристаллов с различными R-ионами. Магнитная структура антиферромагнитная вдоль a-оси кристалла и несоразмерна вдоль c-оси кристалла. При понижении температуры ниже 40 К имеется ряд фазовых переходов, при которых изменяется величина z. В состоянии с дальним магнитным порядком появляются анизотропия магнитной восприимчивости, а также поглощение СВЧ-излучения и магнитоэлектрический эффект, которые резко растут вблизи температуры 35 К. Понижение температуры, по-видимому, постепенно приводит к структурной перестройке, и при TС 26 К наблюдается ферроэлектрический (FE) переход, сопровождающийся интенсивным поглощением СВЧ-излучения, пиком в температурной зависимости диэлектрической проницаемости, скачкообразным возникновением спонтанной электрической поляризации, резким ростом магнитоэлектрического эффекта и заметным максимумом магнитной восприимчивости.
Для некоторых свойств (диэлектрическая проницаемость, магнитоэлектрический эффект) наблюдались аномалии при температуре ферромагнитного (FM) упорядочения магнитных моментов ионов Gd3+ (TN2= 15 К).
Вследствие того, что ион Gd3+ имеет наибольший магнитный (чисто спиновый) момент 7/2 b среди редкоземельных ионов R3+, можно ожидать более сильное влияние на магнитные состояния ионов марганца Mn3+ и Mn4+. Действительно, было обнаружено, что переориентация магнитных моментов ионов Mn3+ и Mn4+ в магнитном поле стимулирует ферроэлектрический (FE) переход при температуре TС 26 К [96].
Хотя многие свойства соединения GdMn2O5 довольно хорошо исследованы, его магнитная структура не может считаться до конца установленной из-за отсутствия нейтронографических исследований. Однако в данном случае такие измерения невозможны вследствие большого сечения поглощения нейтронов ядрами Gd.
Далее представлены результаты исследования соединения GdMn2O5 с помощью SR-метода [97, 98, 99, 100]. Были приготовлены два образца. Один образец представлял собой керамическую пластину (диск), полученную с помощью технологии твердофазного синтеза, диаметром 30 мм и толщиной 12 мм. Второй образец, поликристаллический,– набор хаотично ориентированных монокристаллов с линейными размерами 2 – 3 мм, помещённых в контейнер. Следует отметить, что исследуемые образцы были одинаковыми с точки зрения ориентации кристаллографических осей и отличались только размерами «образующих их структурных единиц». Будем использовать в последующем изложении термин «остаточная асимметрия», аs,, чтобы можно было учитывать потери начальной (полной) асимметрии а0 из-за появления дополнительных каналов деполяризации мюонов по мере изменения температуры образца. Параметр а0 (полная или начальная асимметрия) определялся из обработки результатов измерения во внешнем однородном магнитном поле при температуре выше точки Нееля.
На рис. 51 демонстрируется поведение скорости динамической релаксации поляризации d(Т). Область температур от 100 до 300 К не показана, так как в этой области параметр d практически не изменяется. Главной особенностью в поведении параметра d в исследуемых образцах является то, что скорость релаксации поляризации необычно велика ( 1 мкс-1) и практически не зависит от температуры образцов в широком диапазоне температур (от 20 до 300 К). Это может указывать на необычное парамагнитное состояние кристалла, на наличие локальных областей магнитных корреляций, обусловленных обменным взаимодействием Gd-Mn, усиленным влиянием большого магнитного момента иона Gd3+. Возможно возникновение фазовых корреляций, приводящих к появлению динамического дальнего порядка (суперпарамагнетизма). В области фазовых переходов имеет место заметное возрастание параметра d. Однако на керамическом образце переход вблизи 30 – 35 К почти не виден, в то время как на поликристаллическом образце этот переход явно выражен.
Выводы по исследованию манганата EuMn2O5
Имеются три различных цепочки: Mn3+–O(1)–Mn3+, Mn4+–O(4)–Mn4+, Mn3+–O(4)–Mn4+ косвенного обменного взаимодействия через кислород и двойной обмен, обусловленный переносом заряда между ионами Mn3+ и Mn4+ (Mn3+ Mn4+ + eg). Ион Mn3+ имеет делокализованный eg-электрон, сильно связанный с ионом кислорода. Ион Mn4+ содержит три локализованных t2g-электрона, у которых связь с кислородом слабее; как результат, и обменное взаимодействие на порядок ниже, чем в случае обмена одним eg-электроном. Таким образом, ниже температуры перехода TN1 = 40 К более высокая частота прецессии и вероятность обнаружить мюон около иона кислорода О(1) соответствует локализации мюона около иона Mn3+.
Особая ситуация возникает с парами перекрестной валентности Mn3+– Mn4+ при учете двойного обмена. Отметим, что двойной обмен между парами Mn3+–Mn4+ приводит к ферромагнитной взаимной ориентации спинов этой пары ионов Mn и ориентации спина eg-электрона. В результате возникают фрустрации в исходном дальнем магнитном порядке кристалла. Это эффективно ослабляет внутреннее поле дальнего магнитного порядка ниже 40 К. Если же учесть возможность остановки мюона вблизи такой ферромагнитной пары ионов Mn3+–O(3)–Mn4+, то возможен сценарий образования локально устойчивого мюония (при захвате мюоном eg-электрона, участвующего в двойном обмене). При этом возникает ферромагнитная пара Mn4+–Mn4++мюоний. В результате это эффективно увеличивает долю Mn4+–ионов, в окрестности которых локализация мюонов приводит к меньшей частоте прецессии и меньшей парциальной асимметрии (рис. 54 и 55). К тому же эта ферромагнитная часть изолированных пар ионов Mn4+ не зависит от температуры и не должна определяться законом Кюри-Вейса при температурах ниже 40 К. Вклад этих не зависящих от температуры ферромагнитных пар ионов Mn4+ делает частоту F1 для ионов Mn4+ более постоянной по температуре (рис. 54).
Механизмом образования устойчивого мюония и превращения пары Mn3+–Mn4+ в пару Mn4+–Mn4++ мюоний можно также объяснить уменьшение остаточной асимметрии аs при температуре ниже температуры 40 К. Рассмотренный механизм, видимо, характерен для всех кристаллов RMn2O5, содержащих одновременно ионы Mn3+ и Mn4+. Ранее аналогичный эффект наблюдался в EuMn2O5 [91]. Этого эффекта нет, или он значительно слабее в кристаллах RMnO3, содержащих только ионы Mn3+.
Сравнение керамики и образца, состоящего из набора монокристаллов, приводит к заключению, что в керамиках наличие барьеров на межзеренных границах и развитая поверхность таких границ приводят к тому, что захват eg-электронов на границах зерен значительно уменьшает вероятность образования мюония. Это может приводить к отличию наблюдаемой асимметрии в монокристалле и керамике в отсутствии внешнего магнитного поля (рис. 52 и 53). Присутствие внешнего однородного магнитного поля приводит к подавлению захвата eg-электронов на границах зерен, потери асимметрии становятся одинаковыми и для керамики, и для поликристалла.
Теперь рассмотрим ситуацию при температурах ниже структурного фазового перехода ТС = 22 К. Как видно из рис. 55, при этих температурах наблюдается изменение в парциальных долях: вклад а1 увеличивается, а вклад а2 уменьшается. Можно допустить, что при структурном фазовом переходе изменяются расстояния и углы между ионами марганца и ближайшими ионами кислорода [101]. При этом обмен между различными парами ионов марганца будет изменяться. Для рассматриваемого нами эффекта наиболее существенно изменение обмена для пар ионов марганца с различной валентностью. Если в цепочке Mn3+–O(3)–Mn4+ в результате структурного фазового перехода укорачивается расстояние в системе O(3)– Mn4+ и удлиняется в системе Mn3+–O(3), то в результате эффективная концентрация трехвалентных ионов уменьшается, а четырехвалентных – увеличивается. Это может приводить к изменению парциальных долей при температурах ниже 25 К.
При температурах ниже 25 К начинает также проявляться магнитная подсистема ионов Gd3+. При этом можно было бы ожидать появления дополнительной (третьей) частоты прецессии. Этого не наблюдается. А происходит изменение парциальных долей, соответствующее эффективному увеличению концентрации ионов Mn4+. Видимо, это обусловлено тем, что магнитные состояния ионов Gd3+ (находящихся в S-состянии) и ионов Mn4+ (с тремя локализованными электронами в t2g-состоянии) подобны. Отсутствие третьей частоты свидетельствует о близости локальных полей, определяющих частоту прецессии мюона. При этом эффективная концентрация ионов, определяющих частоту F1, увеличивается. При T = 15 K в Gd3+-подсистеме возникает магнитное упорядочение, и отклик ионов гадолиния становится динамическим в окрестности фазового перехода. Это проявляет себя в виде аномалий вблизи этого фазового перехода (см. рис. 53– 55) для частоты прецессии F2 в керамике и парциальных асимметрий.
Таким образом, SR-методом был исследован манганат GdMn2O5. Наблюдалась серия фазовых переходов, обнаруженных ранее другими методами. При температуре TN1 = 40 – 42 K образцы испытывают фазовый переход из парамагнитного состояния в состояние с дальним магнитным порядком. При температуре 30 – 35 К изменяется характер дальнего магнитного порядка. При температуре TC = 22 К происходит структурный фазовый переход, при котором происходит изменение локальных углов связи и расстояний между ионами марганца и кислорода (соответствующих, согласно литературным данным, ферроэлектрическому фазовому переходу). При температуре TN2 = 15 K возникает магнитное упорядочение ионов Gd3+ (FM-типа; см. напр., [98]).
Зависимость от температуры высокой частоты прецессии описывается функцией F2 (1 – T/TN,C), которая характерна для 3D-магнетиков Гейзенберговского типа, с показателем = 0,39(3). В свою очередь слабая температурная зависимость частоты F1 определяется изолированными ферромагнитными парами Mn4+ и ферромагнитными ионами Gd3+.
Потеря полной асимметрии ниже температуры установления дальнего магнитного порядка TN1 = 40 – 42 К может свидетельствовать об образовании мюония. Это указывает на важную роль процессов переноса заряда в формировании дальнего порядка в изученном мультиферроике GdMn2O5.
