Magnetoelektrisk effekt och fasövergångar i cuo i yttre magnetfält | naturkommunikation

Magnetoelektrisk effekt och fasövergångar i cuo i yttre magnetfält | naturkommunikation

Anonim

ämnen

  • Magnetiska egenskaper och material
  • Fasövergångar och kritiska fenomen

Abstrakt

Bortsett från att hittills vara den enda kända binära multiferroiska föreningen, har CuO en mycket högre övergångstemperatur till det multiferroiska tillståndet, 230 K, än något annat känt material där den elektriska polarisationen induceras av spontan magnetisk ordning, typiskt lägre än 100 K. Även om den magnetiskt inducerade ferroelektriciteten hos CuO är fast etablerad, har ingen magnetoelektrisk effekt observerats så långt som direkt korsning mellan bulkmagnetisering och elektriska polarisations motsvarigheter. Här demonstrerar vi att högmagnetiska fält på T50 T har förmåga att undertrycka den spiralformade moduleringen av snurrarna i den multiferroiska fasen och dramatiskt påverka den elektriska polariseringen. Rätt under den spontana övergången från motsvarande (paraelektriska) till inkommensurerade (ferroelektriska) strukturer vid 213 K inducerar till och med blygsamma magnetfält en övergång till den oöverträffade strukturen och undertrycker den vid högre fält. Således avslöjas anmärkningsvärda dolda magnetoelektriska funktioner, vilket skapar CuO som prototyp multiferroisk med överflöd av konkurrerande magnetiska interaktioner.

Introduktion

Som en byggsten av högtemperatursupraledare har CuO (tenorite) studerats omfattande efter deras upptäckt. Till skillnad från andra 3 d- metallmonoxider har CuO en monoklinisk kristallstruktur 1 som beskrivs av den centrosymmetriska rymdgruppen C2 / c . Magnetordning ordnar in vid Néeltemperaturen T N2 ≈230 K och de magnetiska momenten beställer 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8 i en inkommensurat spiral med ett kuvert som är snett mot förökningsvektorn q (sned spiral), så kallad AF2-fas. En annan övergång till en kollinär motsvarande antiferromagnetisk struktur, AF1, med stunderna längs den monokliniska b- axeln, äger rum vid T N1 ≈213 K.

Flera fynd, nämligen multiferroicity 9 i AF2-fasen, elektromagnoner 10 och närvaro av toroidmoment 11, har utlöst ett förnyat intresse för CuO. Vidare föreslogs det nyligen 12 att multiferroicitet vid rumstemperatur kunde förväntas vid applicering av hydrostatisk tryck. Det är värt att notera att i vissa hexaferriter observerades en elektrisk polarisering 13 även vid rumstemperatur men endast i magnetfält, det vill säga polariseringen inducerades fält, inte spontan som i CuO.

Även om den magnetiskt inducerade ferroelektriciteten hos CuO är fast etablerad, har ingen magnetoelektrisk effekt, det vill säga magnetfältinducerade elektriska polarisationsförändringar, observerats, vilket föranleder att kalla CuO ett material med en bestående multiferroicitet utan magnetoelektriska effekter 14 . Om ett magnetfält kan förändra den snedställda spiralen hos magnetiska moment i den multiferroiska fasen (eftersom detta händer i de magnetiskt drivna lågtemperaturs multiferroerna) förväntas en stark magnetoelektrisk effekt. Vi erinrar om 15, 16, 17 att i CuO kan en elektrisk polarisering, P , komma från cykloidkomponenten i den sneda spiralformade strukturen projicerad på planet innehållande q och b- axeln. Det börjar vinkelrätt mot den radiella vektorn r ij som förbinder två magnetiska moment och är vinkelrätt mot spin-chiralitetsvektorn, ( S i × Sj ) med S i och Sj som är de ögonblicken för dessa atomer: Pr ij × ( S i × S j ). Den uppenbara korrelationen mellan P och den långhöjda magnetiska strukturen bevisas ofta av magnetfältstyrning av P. I fallet med CuO har det hittills bara visats att ett elektriskt fält delvis kan förändra populationen av magnetiska domäner med motsatt kiralitet 18 och att en dynamisk magnetoelektrisk koppling existerar vid THz-frekvenser vilket resulterar i elektromagnoner 10 .

Tentativa magnetoelektriska fasdiagram över CuO har nyligen föreslagits genom analys av en icke-lokal Landau-typ fri energi från symmetriargument 19, 20 eller med användning av prafasbegreppet och utbytessymmetri 21 . Dessa modeller stöds av endast få experimentella resultat, nämligen bulkmagnetisering och ultraljudshastighet vid relativt låga magnetfält. De senare uppgifterna antyder att en tredje fas, AF3, med förmodligen oförstört sinusformad magnetisk struktur ursprungligen föreslog i ref. 22, visas vid T N3 . Det finns i ett smalt temperaturområde mindre än 1 grad precis ovanför T N2 (ref. 18), vilket också indikeras av nyligen genomförda mätningar av värmeutvidgning 23 . En sådan fas reproducerades inte i de tidigare teoretiska studierna 24, 25, 26 . Att fastställa det magnetoelektriska fasdiagrammet för CuO kommer att hjälpa till att förstå fysiken i den breda familjen av monokliniska multiferroiska system. Det skulle också så småningom peka på magnetoelektriska effekter vid relativt höga temperaturer.

Här ritas det magnetoelektriska fasdiagrammet för denna magnetiska inducerade multiferroik med hög temperatur och avslöjar ytterligare fasövergångar och viktiga magnetoelektriska funktioner. Vi demonstrerar att tillräckligt höga magnetiska fält på T50 T har förmåga att undertrycka den spiralformade moduleringen av magnetiska ögonblick i den multiferroiska fasen och påverka den elektriska polarisationen dramatiskt. Rätt under den spontana magnetiska övergången från motsvarande (paraelektriska) till inkommensurerade (ferroelektriska) magnetiska strukturer vid 213 K, inducerar till och med blygsamma magnetfält en övergång till den oöverträffade magnetiska strukturen och undertrycker den sedan vid högre fält, vilket orsakar anmärkningsvärda polarisationsförändringar.

Resultat

Noll magnetfält magnetiska strukturer och övergångar

Resultaten av våra magnetiska känslighet, magnetiska vridmoment, magnetkapacitans, termisk expansion, ultraljudshastighet och enkristall neutrondiffraktionsexperiment (kompletterande anmärkningar 1 och 2 och kompletterande figurer 1, 2 och 3a) är i överensstämmelse med den kända sekvensen för temperaturinducerade magnetiska övergångar vid noll magnetfält 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 18, 27, 28, det vill säga successiva AF1 → AF2 → paramagnetiska tillståndsövergångar. De raffinerade magnetiska strukturerna visualiseras i fig la, b, d.

( a ) Den inkommensurerade antiferromagnetiska sned spiralformade strukturen (AF2) vid 215 K, där de magnetiska momenten roterar i ett plan som passerar över b- axeln och gör en vinkel på 74 (2) ° med förökningsvektorn q = (0.509 0.000 −0.483 ). Se även d . ( b ) Jämnt antiferromagnetisk struktur (AF1) vid 10 K med kedjor av växlande magnetiska moment som pekar längs b- axeln. ( c ) Högfältspinnfloppfas (HF1) med magnetmoment pekande på 26 (2) ° från c- axeln i växelströmsplanet . ( d ) Visualisering av den projicerade cykloiden. Kuvertet hos den cirkulära spiralen (avbildad i rött med dess huvudaxlar) gör en vinkel på 73 ° med utbredningsvektorn och en vinkel på 28 ° med c- axeln 4 . Dess projektion på planet definierat av förökningsvektorn och den kristallografiska b- axeln motsvarar cykloidkomponenten i rotationsrotationen med kuvert och huvudaxlar som visas i grönt.

Bild i full storlek

Magnetfältinducerade övergångar

Magnetfältinducerad övergång till en högfältfas (HF1) -fas sker när magnetfältet H appliceras längs b- axeln inom den kollinära AFl-fasen under 213 K (ref. 19, 29). Övergången tros vara av en spin-flop-typ med magnetmoment som flyter vinkelrätt mot H och därmed orsakar ett hopp av magnetiseringen vid det kritiska fältet H cr . Såsom ses i magnetiseringskurvorna (fig. 2a), H cr ≈10, 5 T vid 2 K. Den fältinducerade övergången reflekteras i några av neutrondiffraktionsreflektionerna (kompletterande figur 3b). Vi har förfinat den magnetiska strukturen, okänd tidigare, för denna HF1-fas vid 12 T. Den består av kollinärt inriktade stunder [0, 51 (1) μ B ] i växelströmsplanet i en vinkel på 26 (2) ° från c- axeln mot den positiva a- axeln (fig. 1c). Observera att denna riktning är viktigt nära den andra axeln för det spiralformade höljet, det vill säga de kollinära magnetiska momenten svänger från en kuvertaxel till den andra, vinkelrätt mot H.

( a ) Magnetiseringskurvor vid olika temperaturer. För temperaturer under övergången till AF1-fasen vid T N1 = 213 K observeras magnetiseringshopp vid H cr för de magnetfältinducerade övergångarna; notera reduktionen i H cr för 212 K-data (se även insättningen). ( b ) Magnetfältberoende av ljudhastigheten Δ v / v för den tvärgående ultraljudvågen med vågvektor k som utbreder sig längs b- axeln med polarisering u riktad längs c- axeln ( k || H || b och u || c ) mätt vid olika temperaturer. Resultaten för upp- och nedfält sveper visas. Data vid olika temperaturer förskjuts godtyckligt längs den vertikala axeln för tydlighet. ( c ) Jämställande till oöverkomlig fältinducerad fasövergång i CuO vid 212 K: neutronvippningskurvor (rotation av kristallen runt diffraktometerns vertikala axel) som en funktion av H. Läget A3 = 162, 8 ° motsvarar q = (0.500 0.000 −0.500), medan A3 = 164.5 ° motsvarar q = (0.509 0.000 −0.483). Den spridda intensiteten är färgkodad mellan 0 och 2, 86 × 10 3 räkningar per 6 s.

Bild i full storlek

Som förväntat ökar H cr med T → T N1 ≈213 K, det vill säga mot den överensstämningstemperatur som är jämnt till den oförstörda vid H = 0 (Fig. 2a). Överraskande visade vi att H cr plötsligt minskar i närheten av TN1, vilket manifesterades i magnetiseringskurvan vid 212 K. Magnetfältutvecklingen för neutrondiffraktionens vippningskurvor vid 212 K (fig. 2c) avslöjar en övergång från icke-polär kollinär AF1 till en ojämn magnetisk struktur med q = (0, 509 0, 000 −0.483) som i den polära AF2-fasen, varvid de två magnetfaserna existerar i ett område med fält runt 10, 5 T vilket antyds av överlappningen mellan respektive intensiteter. Denna observation tyder starkt på att en elektrisk polarisering så småningom skulle kunna uppträda under applicering av blygsamma magnetfält vid temperaturer strax under TN1, vilket skulle kunna utgöra bevis för en magnetoelektrisk effekt. För att verifiera detta förslag samlades integrerade magnetiska toppintensiteter vid 211, 4 K. Nollfältdiffraktionsdata kan förklaras med den kollinära lågtemperaturmodellen, det vill säga magnetiska moment [0, 29 (1) μ B vid denna temperatur] är kollinärt inriktade längs b- axeln. Vid denna temperatur är ett magnetfält på 12 T precis tillräckligt för att inducera en övergång till den oförstörda sneda spiralformade fasen med q = (0, 509 0, 000 −0.483); första kuvertaxeln: 0, 22 (2) μ B längs b- axeln; andra kuvertaxeln: 0, 34 (4) μ B i en vinkel på 20 (6) ° från c- axeln), det vill säga in i AF2-fasen. Vi noterar att högfältsdata inom den inkommensurerade fasen kunde förklaras lika bra med en kollinär modell med stunderna i växelströmsplanet (som HF1-strukturen). Emellertid är denna magnetiska modells symmetri inte kompatibel med den observerade makroskopiska elektriska polariseringen som beskrivs nedan. Datauppsättningen med begränsad neutrondiffraktion, på grund av kryomagnetens öppning, nämligen saknar magnetiska Bragg-reflektioner med icke-noll k- indikationer, är anledningen till att vi inte entydigt kan bestämma den komplexa magnetiska strukturen med den utförda neutrondiffraktionen ensam. Det är värt att notera att ultraljudshastighetsmätningarna (fig. 2b och även kompletterande anmärkning 3 och kompletterande fig. 4) avslöjar att den magnetfältinducerade övergången för T <211, 5 K faktiskt återspeglas i två ultraljudanomalier, ett resultat som vi attribut till det faktum att i ett verkligt prov sker spin-floppen via ett mellanliggande tillstånd som finns inom några kOe, som våra magnetiseringskurvor visar (fig. 2a), och mjukning av ljudhastigheten vid två fält av magnetisk instabilitet: för den låga -fält AF1 och för högefält HF1-faser, motsvarande. Observera dessutom att detta tvåstegsbeteende försvinner för T > 211, 5 K men lägre än TN1, vilket överensstämmer med fältinducerad övergång från AF1 till AF2 som sker i detta temperaturområde.

På jakt efter en fältinducerad övergång inom den multiferroa okompenserade AF2-fasen (från 213 till 230 K, ungefär) har magnetiseringen vid 218 K registrerats i pulserade magnetfält så höga som 60 T applicerade längs b- axeln såväl som längs riktningen a inom AC- planet, det vill säga längs två vinkelräta axlar i det spiralformade höljet. För dessa två riktningar kan man förvänta sig en kraftig förändring av magnetisering vid ett kritiskt fält för vilket planet för den magnetiska spiralen omorienteras i en riktning nära ortogonal med avseende på H. Detta skulle resultera i att P växlas från b till a eller / och c axlar. Observera dock att andra högfältspinnkonfigurationer inklusive kollinära strukturer inte kan uteslutas. Det senare scenariot skulle leda till P = 0 i högfältfasen. Magnetiseringen uppmätt i båda riktningarna misslyckas med att ge otvetydigt bevis för alla fältinducerade övergångar. Detta kan emellertid vara en konsekvens av närheten till TN och de specifika egenskaperna hos nollfältets spiralformade struktur, båda av dem påverkar skärpan i den förväntade spin-flop-övergången. Vi noterar också (kompletterande fig. 5) att magnetiseringen vid 60 T är 0, 07 μB per formelenhet, mycket mindre än förväntat för en "ferromagnetisk" inriktning av snurra 1/2 Cu 2+ (tvingas av H ) med ett ögonblick på 1 μB , vilket speglar styrkan hos växelkopplingens interaktioner.

Magnetfälteffekt på elektrisk polarisering

Därefter vänder vi oss till den andra motsvarigheten, elektrisk polarisation, P, som är känd för att existera vid magnetfältet noll i AF2-fasen och riktas längs den monokliniska b- axeln. Som en direkt sond av polarisationsförändringar mättes pyroströmmen i pulserat magnetfält Hb applicerat längs b- axeln. Fig. 3a visar att vid 15215, 5 K, en temperatur som ligger långt inuti AF2-fasen, avslöjar pyroströmmen I b mätt längs b antingen ett maximum eller ett minimum vid H ^ 37T, beroende på tecknet på det polande elektriska fältet E ( ∼ 170 V mm −1 ) i vilken provet kyldes från T > T N2 ≈230 K (eller alternativt värmdes upp från T < T N1 ≈213 K) för att säkerställa en dominerande orientering av de polära domänerna. Ett sådant beteende utgör ett tydligt fingeravtryck av en magnetoelektrisk effekt inom den inkommensurerade fasen, vilket i sin tur antyder en fältinducerad magnetisk övergång och en följd av polarisationsförändring. En liten puckel registrerades på Ib vid H ≈37 T, för de fallande grenarna av H- pulsen. Observera att ingen E var närvarande under H- pulsen i ovanstående mätning. Den lilla förändringen av Ib för att minska H bör tillskrivas endast liten felbalans i antalet magnetiska domäner med motsatt kiralitet när AF2-fasen återinförs utan E tillämpas (se även kompletterande anmärkning 4). I själva verket, när ett elektriskt fält lika med polet E håller under H- pulsen (kompletterande fig. 6a), är förändringarna av Ib för de två grenarna av magnetfältets svep likartade i storlek (eftersom balansen mellan magnetiska domän med vänster- och högerkiralitet försämras vid återinträde i AF2-fasen under E ) och motsatt med tecken. Den lilla skillnaden i positionerna för det maximala och det minsta av Ib kunde tillskrivas en hysteres i den fältinducerade övergången (förmodligen av första ordningstyp) och / eller till dynamiska effekter 30 .

( a ) Pyroströmmen längs b- axeln, Ib , som en funktion av det magnetiska fältet H applicerat längs b- axeln, mätt vid ≈215, 5 K (inom den inkommensurerade fasen) efter kylning genom Néel-temperaturen i ett elektriskt fält med olika polaritet (∼ 170 V mm −1 ). Den lilla växlingen mellan de två uppsättningarna av data längs T- axeln är ett resultat av liten skillnad (≈0, 2 K) mellan temperaturerna för de två mätningarna. Pilarna indikerar ökande / minskande H. ( b ) Ib som en funktion av H applicerad längs b- axeln vid två valda temperaturer (något under 213 K och i den oförstörda fasen ovanför). ( c ) Ib som en funktion av H applicerad längs den distinkta riktningen a inom växelströmsplanet . ( d ) Den elektriska polarisationen Pb längs b- axeln vid vissa utvalda temperaturer, som en funktion av H applicerad längs b- axeln. ( e ) Pb som en funktion av H applicerad längs den distinkta riktningen a. Data registrerade vid ökande H presenteras med en hel linje, medan data vid minskande H presenteras med streckad linje.

Bild i full storlek

Ett speciellt fall bland Ib ( Hb ) är det som mäts vid temperaturer strax under T N1 ~ 213 K, där ingen polarisering inte bör existera vid H = 0, till exempel vid 212, 5 K (Fig. 3b). Till skillnad från Ib ( Hb ) vid temperaturer mellan T N1 och T N2, där endast ett minimum och ett maximum observeras för var och en av de stigande och fallande grenarna i H- svepet, vid 212, 5 K ett maximum och minimum ses för den stigande gren följt av ett maximum och minimum för den fallande grenen. Vi minns att vi vid 212 K observerade en fältinducerad AF1 → AF2-övergång vid H cr ≈10 T (fig. 2). Detta kritiska fält är i ett bra överensstämmelse med den nedre fältinducerade övergången som manifesteras på Ib ( Hb ) -data. Således drar vi slutsatsen att de två övergångarna som manifesteras på var och en av Ib (Hb) -grenarna är relaterade till på varandra följande korsningar av gränserna mellan AF1 → AF2 → HF1 med Pb = 0-fas för att öka H (och i omvänd ordning, på minskar H ). Denna upptäckt utgör ett fast bevis för den magnetoelektriska effekten i CuO och särskilt för det anmärkningsvärda magnetfältinducerade utseendet och försvinnandet av P vid en fast temperatur inom ett smalt temperaturområde under T N1 ≈213 K.

Den elektriska polariseringen som uppskattas genom att integrera pyroströmsdata med avseende på tid planeras i fig 3 vid vissa utvalda temperaturer; den kompletta datauppsättningen ges i kompletterande figur 6. På grund av den höga koerciviteten hos P behövs ganska höga polingsfält för att upprätta ett enda domänstatus 18, 31, vilket bör vara orsaken till den svaga underskattningen av P jämfört med de högsta litteraturvärdena.

Ultraljudshastighet och magnetostriktion

För att ytterligare undersöka de magnetfältinducerade övergångarna använde vi magnetostriktion och ultraljudstekniker, båda känsliga för spindel-gitterkoppling (Fig. 4).

( a ) Temperaturberoende av ljudhastigheten Δ v / v för den tvärgående ultraljudvågen med vågvektor k som utbreder sig längs b- axeln med polarisering u riktad längs c- axeln ( k || H || b och u || c ) uppmätt vid olika applicerade magnetfält. Resultaten för svepningar uppåt och nedåt visas. (I) insatsen visar ljudhastigheten i närheten av fasövergångarna T N2 och T N3 efter subtraktion av det linjära anharmoniska bidraget; (ii) insatsen visar några detaljer i ljudhastigheten vid fasövergången T N1 . Pilarna indikerar avvikelserna vid fasövergångarna. Data vid olika H förskjuts godtyckligt längs den vertikala axeln för tydlighet. ( b ) Magnetostriktion (den relativa längdändringen Δ L / L ) längs b- axeln registrerad i pulserat magnetfält längs samma kristallografiska axel vid två utvalda temperaturer.

Bild i full storlek

Temperaturberoendet för ljudhastighetsförändringen Δ v / v för den tvärgående ultraljudvågen som utbreder sig längs b ( k || H || b och u || c ) uppmätt för H || b (fig. 4a) avslöjar avvikelser som matchar de kända spontana övergångarna och de som inducerats av H såsom diskuterats ovan (se även fig. 2b). Temperaturhysteres på data under 213 K (den vänstra botteninsatsen) återspeglar den första ordningen av övergången AF1 → AF2 i närvaro och i frånvaro av H. Det är viktigt att ultraljudshastighetsdata ger starkt stöd till det nyligen befordrade kravet 19, 20, 21, 23 att en ytterligare magnetisk fas av AF3 finns, inklämd mellan de paramagnetiska och AF2-faserna (övre högra höjden) såväl som för utvecklingen av dess fasgränser i närvaro av magnetfält. På grund av existens mycket smala temperaturintervall (bara ≈0, 2 K vid H = 0) och främst på grund av dess närhet till det paramagnetiska tillståndet lyckades inte våra försök att karakterisera denna fas genom neutrondiffraktion. Det är troligt att anta, analogt med andra monokliniska multiferroer (till exempel MnWO 4 ), att AF3-fasen har en oförstört sinusformad kollinär struktur med en rotationsriktning längs b .

Magnetostriktion vid 212, 4 K och för H = 0 (fig. 4b) uppvisar avvikelser vid de kritiska fälten för ≈12 respektive ≈17, 5 T i god överensstämmelse med de fältinducerade AF1 → AF2 respektive AF2 → HF1-övergångarna, som finns i vår magnetisering och i neutrondiffraktionsexperimenten. På liknande sätt motsvarar det kritiska fältet för ≈34 T vid 215, 2 K övergången från AF2 till HF1-fasen. Vi märker att b- axeln krymper (sedan Δ L <0) vid den fältinducerade AF1 → AF2-övergången som äger rum vid ≈12 T vid 212, 4 K. Detta överensstämmer med värmeutvidgningen vid samma spontana övergång (kompletterande bild 7) . Samtidigt expanderar b (Δ L > 0) på den fältinducerade AF2 → HF1-övergången vid ≈17, 5 T för 212, 4 K och vid ≈34 T för 215, 2 K. Vi noterar också att storleken på förändringarna vid dessa övergångar är ganska lik. Inom den experimentella upplösningen av det pulserade fältet experimentet kunde vi inte upptäcka magnetostriktion förändringar vid AF1 → HF1 spin-flop övergången vid låga temperaturer. Mer känsliga mätningar i stadig H visar (kompletterande figur 8) att en minuts positiv positiveL-förändring äger rum vid denna övergång vilket innebär minskad b- axelutvidgning i HF1-fasen. Vid T högre än ≈219 K har ingen speciellhet upptäckts inom upplösningen av något av våra magnetostriktionsexperiment. Från det faktum att Δ L är begränsad mellan den oförstörda AF2 och de båda motsvarande AF1- och HF1-faserna men är mycket mindre mellan de två enhetliga faserna, kan vi dra slutsatsen att frånvaron av mätbar magnetostriktion förändras vid övergången till högtemperatur högfältfas gynnar en oförstörd fas. Med beaktande av fasdiagrammen för väl undersökta multiferroer såsom MnWO 4 eller Ni 3 V 2 O 8, är det troligt att anta att denna HF3-fas har en sinusformad modulering med stunderna vinkelräta mot b .

Magnetoelektriska fasdiagram

Figur 5a visar fasdiagrammet för H || b konstruerad på basen av de kritiska fälten registrerade på bulkmagnetisering, pyroelektrisk ström, magnetostriktion, ultraljud och neutrondiffraktionsdata. Magnetokapacitansdata (kompletterande figur 9) är också ritade. Vi noterar att endast små förändringar i pyroströmmen i de andra två kristallografiska riktningarna, Ia (Hb) och Ic ( Hb ), observerades (antagligen på grund av falska strömmar eller / och sådana härrörande från polära domänväggar) vilket antyder att P inte byter riktning utan försvinner vid H- driven drift av AF2. Dessutom har vi i fasdiagrammet skissat de hypotetiska 20 fasgränserna (streckade linjer) mellan de sinusformade kollinära faserna (längs b och vinkelrätt mot den) och den paramagnetiska fasen.

( a ) Magnetfält H kontra temperatur T för H || b , baserat på pyrocurrent (blå prickar), kapacitans (gröna prickar), magnetostriktion (rosa prickar), ljudhastighet (röda prickar) och bulkmagnetiseringsdata (svarta prickar). Streckade linjer förväntas hypotetiska fasgränser förutsagda från teoretisk analys 20 . AF1 står för kollinär kommensurat (CM) antiferromagnetisk (AFM) struktur, med stunderna längs b- axeln; HF1 - kollinär motsvarande antiferromagnetisk struktur, med ögonblicken vinkelrätt mot b- axeln; AF2 - hellicoidal, okommensurat (ICM) antiferromagnetisk struktur; AF3 - ojämnt sinusformad kollinär struktur med en rotationsriktning längs b- axeln; HF3 - inkommensurerad sinusformad kollinär struktur med en rotationsriktning vinkelrätt mot b- axeln. Pb är den elektriska polarisationen längs b- axeln. ( b ) H || a inom AC- planet (≈30 ° från c- axeln) baserat på pyroström (blå prickar) tillsammans med de hypotetiska fasgränserna (streckade linjer).

Bild i full storlek

Pyroströmmen Ib uppmättes också för H applicerad längs den distinkta riktningen a inom växelströmsplanet , som är den andra axeln för det spiralformade höljet (fig. 3b). Till skillnad från Ib ( Hb ) är Ib ( Ha ) noll under T N1 = 213 K, medan för T mellan TN1 och T N2 har Ib en liknande trend och ett enda minimum / maximum för stigande / fallande grenar av H respektive. Återigen observerades endast små förändringar i pyroströmmen i de andra två kristallografiska riktningarna, I a ( H α ) och I c ( H α ) (antagligen på grund av falska strömmar) vilket antyder att P inte växlar riktning men försvinner på H -driven transformation av AF2. Fasdiagrammet konstruerat på basen av de kritiska fälten registrerade på den pyroelektriska strömmen tillsammans med de hypotetiska fasgränserna ges i fig 5b.

Diskussion

I det följande kommer vi att försöka motivera de konstruerade fasdiagrammen. Enligt de antiferromagnetiska resonansdata i den låga temperaturen kollinära fasen av CuO (refs 32, 33), bör resonansfrekvenserna för två lägen motsvarande rotationssvängningar närmare bc- och ba- planen (strikt sett borde dessa plan vara de enkla αb och hårda a ′ b- plan där α ′ = α + 90 °) är

och

, där HE är utbytningsfältet och H Al och H A2 är anisotropifältet i motsvarande plan ( H Al, A2 << H E ). Detta innebär att ba- planets anisotropiska energi överstiger bc- planets energi med ≈36 gånger sedan

. Det gör det möjligt att betrakta CuO som en "lättplan" antiferromagnet, där den spiralformade fasen endast kan stabiliseras i det enkla BC- planet. Vid magnetfält med noll styrs den magnetiska strukturens utveckling av den fina balansen mellan växeln och anisotropinergierna. Strax under Néel-temperaturen bestäms den magnetiska strukturen av utbytsenergin, vilket gynnar en oöverträffad struktur med snurr längs en enkel b- axel, det vill säga en sinusformad fas (AF3 främjas i ref 19, 20, 21, 22, vars existens är som stöds av vårt arbete, se den övre högra höjden i fig. 4a). I denna struktur är emellertid förstärkningen av utbytesenergi inte full på grund av en stark reduktion av de genomsnittliga lokala snurrarna (magnetisering) på vissa kristallografiska platser på grund av det kollinära spinnarrangemanget och sinusformningen av momentstorleken. För att öka förstärkningen i växlingsenergin utvecklas den spiralformade AF2-strukturen i ett enkelt plan som bildas av rotationsplanet ab- vridningen trots en viss ökning av anisotropinergin. Emellertid, när temperaturen sänks ytterligare, blir denna ökning av anisotropinergin ogynnsam och för att minimera den totala energin går systemet åter till en kollinär spinnkonfiguration längs b (AF1), även om den är i ett motsvarande antiferromagnetiskt tillstånd (förlorar i utbyte energi men ökar i anisotropi energi).

För H || b , man kunde förvänta sig en snurr-flopp av cykloiden till AC- planet. Den starka anisotropin som är relaterad till en rotationsnedgång mot den hårda axeln (mera exakt till den hårda axeln α ′ nära a ) gynnar emellertid inte ett sådant ac- plan-floppat cykloidtillstånd. Istället sker en fältinducerad övergång till HF1 (som visas av våra neutrondata) eller HF3-faser (båda har kollinära strukturer med ögonblick vinkelrätt mot b ). Ingen av dessa två magnetiska strukturer stöder polär ordning. Våra data antyder att det finns en trippelpunkt i högfältets del av fasdiagrammet där AF2 – HF1, AF2 – HF3 och HF1 – HF3-fasgränserna möts, liksom frånvaron av HF2-fasen, att är den förmodligen floppade spiralen.

På samma sätt för H || a inom vridningsrotationsplanet kan man förvänta sig en förintelse av a-spinnkomponenten vilket resulterar i en jämn eller oförstörd sinusformad modulering av magnetiska ögonblick längs b .

Således verkar det som om den starka anisotropin av CuO som diskuterats ovan har underskattats i ref 19, 20, där ett detaljerat fasdiagram har simulerats för H || b . Mot bakgrund av ovanstående argument bör den förutsagda spiral-flop-spiralfasen HF2, som stöder den polära ordningen, vara frånvarande och i stället bör en direkt övergång mellan HF1- och HF3-faser äga rum.

Avslutningsvis observerades magnetoelektrisk effekt i CuO - en framträdande enkel oxid med distinkt position bland de multiferroiska materialen, som undertryckande av den spontana elektriska polariseringen vid höga magnetfält. Vidare konstaterades att strax under den spontana magnetiska övergången från jämnt (paraelektriska) till inkommensurerade (ferroelektriska) magnetiska strukturer vid 213 K inducerar till och med blygsamma magnetfält en övergång till den oöverträffade magnetiska strukturen och undertrycker den sedan vid högre fält och därmed anmärkningsvärda polarisationsförändringar vid ganska höga temperaturer. Detta utnyttjar en möjlighet att plötsligt inducerad elektrisk polarisering med låga magnetfält. De magnetoelektriska fasdiagrammen för denna magnetiskt inducerade multiferroiska högtemperatur har ritats, avslöjande av okända övergångar och viktiga magnetoelektriska egenskaper.

metoder

Kristalltillväxt

Enstaka kristaller av CuO odlades med användning av metoden för högtemperaturlösningstillväxt. Utgångsmaterialen (minsta renhet av 99, 999%) var CuO-pulver och ett flöde av 95% Bi203 och 5% B203 i förhållandet 20: 1. Blandningen förseglades i en platina-degel, hölls vid 1150 ° C under 48 timmar och kyldes sedan långsamt till 920 ° C med en hastighet av 0, 5 grader per timme. Vid 920 ° C avlägsnades flödet från degeln genom dekantering. Kristallkvaliteten kontrollerades genom neutronryggspridning. Ett prov med storlek 1, 5 x 1, 5 x 1, 5 mm 3 skars längs de kristallografiska principriktningarna och användes sedan i alla experiment. Resistiviteten hos vår kristall visar mycket isolerande karaktär (∼ 50 MΩ mm längs b- axeln vid rumstemperatur), vilket antyder ett nästan stökiometriskt förhållande mellan Cu och O.

Pulsade magnetfält

Anläggningarna vid Dresden High Magnetic Field Laboratory i Dresden användes. Experimenten i denna studie utfördes i pulserade magnetfält upp till 60 T med pulsvaraktigheten 35 och 150 ms.

Magnetisering och momentmätning

Magnetisering och magnetiskt vridmoment i likströmsfält upp till 14 T mättes med användning av kommersiella SQUID-magnetometrar från Quantum Design. Ingen av uppgifterna har korrigerats för joniska diamagnetiska kärnbidrag eller för avmagnetiseringsfälteffekt eftersom dessa korrigeringar är försumbar små. Pulsfältmagnetisering mättes genom att integrera den spänning som inducerats i ett spolsystem som omger provet. Systemet kompenserades exakt före puls för att avbryta d B / d t- bidraget.

Ultraljudsmätningar

Ultrasound measurements in steady and pulsed magnetic fields were performed using a pulse echo technique. Two piezoelectric lithium niobate (LiNbO 3 ) resonance transducers were glued to opposite parallel surfaces to excite and detect acoustic waves. Transverse acoustic waves with wave vector k were propagated along the b axis with polarization u directed along the c axis. The sound velocity v and the sound attenuation Δ α were measured at an applied magnetic field parallel to b . The ultrasound frequency was between 33 and 111 MHz.

Polarization and magnetocapacitance

Dielectric polarization P was measured by a pyroelectric technique 34 . The pyrocurrent was captured through the voltage variation in a shunt resistor connected in series with the measurement circuit by a digital oscilloscope Yokogawa DL750 with a high sampling rate of 1 MS s −1 and a resolution of 16 bit. Then P was calculated by integrating the pyrocurrent numerically.

The capacitance is measured by a high-precision capacitance bridge GR1615-A. The excitation signal and the voltage of the bridge circuit are recorded by digital oscilloscope Yokogawa DL750. After the pulse, the signal processing is performed by a computer-simulated lock-in procedure.

Magnetostriction

The optical fibre Bragg grating method 35 was used to measure magnetostriction in both steady field up to 18 T and in pulsed magnetic fields up to 60 T. The magnetostriction along the b axis of the crystal was measured with the magnetic field applied along b . The relative length change Δ L / L can be obtained from the shift of the Bragg wavelength of the fibre Bragg grating.

Neutron diffraction

The magnetic structures at zero magnetic field have been investigated on the D23 diffractometer (CEA CRG ILL, Grenoble) in combination with a four-circle cryostat, as well as on the D10 diffractometer at ILL to have a reference point for the subsequent experiments with a magnetic field applied parallel to the crystallographic b axis. Roughly, 500 unique magnetic reflections have been measured at selected temperatures within the commensurate phase and within the incommensurate phase. Symmetry analysis has been applied to deduce those magnetic moment configurations, which are compatible with the nuclear symmetry. The magnetic structures under an applied field along the b axis have been analysed with a vertical cryomagnet at D23. Owing to the limited aperture of the cryomagnet, 50 unique magnetic reflections have been collected.

Kompletterande information

PDF-filer

  1. 1.

    Kompletterande information

    Supplementary Figures 1-9, Supplementary Notes 1-4 and Supplementary References

kommentarer

Genom att skicka en kommentar samtycker du till att följa våra villkor och gemenskapsriktlinjer. Om du finner något missbruk eller som inte överensstämmer med våra villkor eller riktlinjer ska du markera det som olämpligt.