| k-1dk/dT Eex -1, (2.1.7)
(Eex–almashinuv energiyasi), bunda spinlarning aylanish tekisligiga qo`yilgan kuchsiz magnit maydonlarida, modulyatsiyaning to`lqin vektori quyidagi qonun bo`yicha kamayadi:
k [ 1 + S(T)(1 + H2)1/2 ]-1, (2.1.8)
(bu yerda S–fenomenologik parametr), kuchli magnit maydonlarida esa N ning o`sishi bilan k kattalik logarifmik shaklda nolga intiladi.
(M)–holda sodda spiral to`lqin vektori uchun N maydonning yo`nalishi spinning aylanish teksiligida bo`lganda quyidagi ifoda olinadi:
k2 = k20 [ 1 – f(T) H2 ], k0 (T – Tp)1/2, (2.1.9)
bu erda f(T)–N ga bog`liq bo`lmagan qandaydir bir funksiya; Tp–bir jinsli magnit holatiga o`tish harorati. O`z navbatida, ikkala holda modulyatsiyalangan magnitli strukturaning to`lqin vektorining qiymati N maydonning o`sishi bilan kamayadi, biroq (M)-holdagi k(T) ning haroratga bog`lanishi yetarlicha kuchsiz bo`lar ekan (o`zgarish tartibi k02/k0 10-2).
Oldingi bajarilgan ishlarga muvofiq, tasodifiy maydon h(x) hisobidan ferromagnetikning termodinamik potentsialiga qo`shimcha had paydo bo`ladi:
H= – (x) h(x) dx, (2.1.10)
(bu yerda (x)–magnitli tartib parametri; h(x)–tasodifiy funksiya). Bu esa ferromagnetizm vektori m ning boshlang`ich fazasiga perpendikulyar bo`lgan lokal magnitlanish komponentasi quyidagi funksiya orqali aniqlanishiga olib keladi:
m = G(k) h; G(k) (τ k2 + H/m)-1 , (2.1.11)
bu erda τ–doimiy. Ya`ni ilgari qaralgan modelda, kristallning magnit holatiga tasodifiy maydonning ta`siri, kristallning magnitli podsistemasini fazoviy bir jinsli bo`lmagan effektiv magnit maydoni H bilan o`zaro ta`siri terminlarida ifodalanganligini bildiradi.
Magnitli tartiblangan kristallarda tasodifiy maydonni hosil bo`lishining asosiy fizikaviy sabablari magnitli atomlar bilan, yoki magnitli kristallografik anizotropiyaning lokal o`zgarishi bilan almashinuv o`zaro ta`sir kattaligining variatsiyalaridir. Chunonchi tasodifiy maydonning bir o`qli antiferromagnetik bir jinsli magnit holati turg`unligiga ta`siri masalasi avvalgi ishda kristall panjaraning eng yaqin qo`shni atomlar orasidagi J1 va J2 almashinuv integrallarning tasodifiy kattaliklariga ega bo`lgan Izing modeli tadqiq etilgan. Antiferromagnetik kristall panjarasini uning tarkibini diamagnetik primeslar bilan legirlashda hosil bo`ladigan defektlari tasodifiy maydonlar hosil bo`lishning fizikaviy sababi bo`lib xizmat qildi. Yengil o`qli antiferromagnetik MnF2:Zn da bir jinsli bo`lmagan magnit holatning hosil bo`lishi neytronografik tadqiqotlar yordamida eksperimental qayd etildi. Xuddi shunday muvaffaqiyat bilan tasodifiy maydon modeli Dy3Al5O12 kubik antiferromagnetikdagi metamagnetik fazaviy o`tish o`tishni tavsiflashda qo`llanildi.
Bir jinsli bo`lmagan magnitli holat hajmiy va nuqtaviy nuqsonlari bo`lgan kristall panjarali yengil o`qli antiferromagnitiklarda ham amalga oshirilishi mumkin. Xuddi avval ko`rsatilganidek, anizotropiyaning korrelyatsiyali radiusi va kristall panjara parametrlari orasidagi munosabatga bog`liq bu holda, yoki har bir domen ichida antiferromagnetizm vektori bir jinsli bo`lgan domenli struktura, yoki kristallning yengil (bazisli) tekisligida antiferromagnetizm vektori yo`nalishi uzluksiz o`zgaruvchan amorf magnitli struktura amalga oshirilishi mumkin. Kirish qismida qayd etilganidek, bunday modulyatsiyalangan magnitli struktura kuchsiz ferromagnetizmli yengil tekislikli antiferromagnetiklarda eksperimental kuzatildi - gematit va temir boratda kristall panjaraning nuqsonlarini hosil qilish uchun uning tarkibiga diamagnit ionlar (α–Fe2O3: Ga va FeBO3:Mg kristallariga) kiritildi. Modulyatsiyalangan magnitli struktura faqatgina ushbu kristallning yengil tekisligiga tashqi bir jinsli magnit maydonining qo`yilishi natijasida hosil bo`lishi qayd etildi, bunda, ilgarigi ishlarda bajarilgan tadqiqotlar shuni ko`rsatdiki, α-Fe2O3:Ga va FeBO3:Mg dagi magnitli tartibning modulyatsiyasi qator xususiyatlarga ega ekan. Jumladan, ushbu kristallarning MMS ini hosil bo`lishini yuqorida esaltilgan mikroskopik mexanizmlar yordamida tushuntirish mumkin emas. Agar, masalan tasavvur etsakki, α-Fe2O3:Ga va FeBO3:Mg dagi magnitli tartibning modulyatsiyasiga eng yaqin koordinatsiya sferalardagi almashinuv o`zaro ta`sir raqobati mas`ul bo`lsa, unda strukturaning to`lqin vektori k ning moduli (ak)2 (J1–J2)/J1 munosabat bilan aniqlanishi kerak, bu erda –taqriban 1 raqami (kristall panjaraning turiga bog`liq), a 5–bazisli tekislikdagi kristallning panjara doimiysi. α-Fe2O3:Ga va FeBO3:Mg kristallardagi MMS davri d = 2/k 100 mkm ekanligini e`tiborga olsak, raqobatlashuvchi o`zarota`sirlar kompensatsiyaning nisbiy aniqligi 10-9 bo`lishi kerak, bunday bo`lishining ehtimolligi juda kichik. Dzolyashinskiy-Moriya o`zaro ta`siri muhitning magnitli tartibi modulyatsiyasi davriga hech qanday chegaralanish qo`ymaydi, biroq, xuddi yuqorida qayd etilgandek, ushbu holda magnit momentlarining aylanish tekisligiga qo`yilgan H maydonning o`sishi bilan k kattalik kamayishi kerak, ammo eksperimentda teskari bog`lanishi k(H) kuzatiladi. α-Fe2O3:Ga va FeBO3:Mg kristallardagi eksperimental kuzatiladigan MMS ning fazoviy davrining maydonga bog`lanishi, potentsialga N dan chiziqli bog`lanishda bo`lgan qo`shimcha ravishdagi qo`shiluvchining qo`shish yo`li bilan ifodalashga erishildi, biroq, ushbu qo`shiluvchining fizikaviy ma`nosi etarlicha tushunarli emas edi, bu esa bunday kristallardagi MMS ning hosil bo`lish mexanizmini tushuntirish imkoniyatini bermadi [15-17].
«Magnitli mavjudlik» nazariyasi bir jinsli bo`lmagan magnit tartiblangan materialning uning zeeman energiyasini hisobga olgan energiyasini muhokama qilishga asoslangan. Ko`proq to`la ushbu nazariya polikristalllik plyonkalar uchun ishlab chiqilgan. Sistema energiyasini quyidagi ko`rinishda tasavvur etamiz:
|
