Ориентационные фазовые переходы (ОФП) (спин переориентационные переходы) особый класс магнитных фазовых переходов, при которых меняется ориентации слой легкого намагничивания магнетиков при изменении внешних параметров (температуры, магнитного поля). Эти фазовые переходы происходят между магнитоупорядоченными фазами магнетика и относятся к так называемым переходам типа порядок – порядок. При ОФП перестраивается магнитная атомная структура и изменяется магнитная симметрия кристаллов. ОФП, происходящие при изменении температуры, называется спонтанными переходами, при изменении внешнего магнитного поля - индуцированными переходами.

В том случае, когда переориентация моментов осуществляется в некоторой кристаллографической плоскости кристалла, изменение термодинамического потенциала Ф кристалла удобно представить в виде

где К₁ и К₂ константы анизотропии изменение которых с температурой и приводят к ОФП; v угол ориентации оси лёгкого намагничивания относительно кристаллографических осей в плоскости переориентации. Минимизация по углу v приводит к трём возможным состояниям системы (вблизи от ОФП К₂ считают не зависящей от температуры):

фаза I: v=0, π; K₁≤0
фаза II: v=π/2,3π/2; K₁+2K₂≤0;
фаза III: sin²v= -K₁/2K₂; K₁<0, К₁+2К₂≥0

Спонтанные cпин-ориентационные фазовые переходы происходят за счёт температурной зависимости константы анизотропии К₁(Т)при достижении температур, где K₁(Т)меняет знак. При этом род перехода зависит от знака константы анизотропии более высокого порядка К₂(Т); например, переход в Gd от неколлинеарной (конусной, или угловой) фазы к коллинеарпой фазе (с направлением намагниченности вдоль оси лёгкого намагничивания) является магнитным фазовым переходом 2-го рода.
Если К₁ знакопеременна, а К₂>0 в рассматриваемой области температур, то в кристалле могут существовать коллинеарные фазы I и II и угловая фаза III. Температры T₁ [при которой К₁(T₁)+2K₂=0] и Т₂ [при которой К₁(T₂)=0] есть точки ОФП II⇔III и I⇔III соответственно. На рис/ 1 приведены в качестве примеров температурные зависимости констант К₁ и К₂ гексагональных интерметаллических соединений NdCo₅ и PrCo₅ анизотропии K₁, являются типичными примерами фазовых переходов, описываемых теорией Ландау.

Действительно, в случае, например, перехода I⇔III, разложение термодинамического потенциала в ряд по v вблизи Т = Т₂ даёт известное выражение теории Ландау (зависимость K₁(T) в рассматриваемой области температур предполагается линейной):

где α(Т) = 2K₁(T) = 2К(Т-Т₂)/Т₂,  β = 4K₂, η = v. Угол v здесь играет роль параметра порядка. Такую же форму принимает термодинамический потенциал вблизи точки Т = T₁ при η= π/2-v (либо 3π/2-v). Таким образом, переориентация магнитных моментов, описываемая термодинамическим потенциалом, при К₂ > 0 происходит непрерывно, путём двух фазовых переходов 2-го рода при температурax T₁ и Т₂. Параметр v (параметр порядка) меняется при этом непрерывно, а производная dv/dT имеет разрывы на концах области переориентации (рисунок 3,а).

Очевидно, что вблизи температур Т₁ и Т₂ при которых происходят фазовые переходы 2-го рода, должны наблюдаться характерные особенности в поведении ряда термодинамических величин: теплоёмкости, модуля Юнга и тому подобных, а также расходимость восприимчивости (описывающей отклонение параметра порядка на термодинамически сопряженное ему поле), обращение в нуль частоты колебаний параметра порядка (мягкая мода), замедление его релаксации и так далее. Такие аномалии в окрестности точки ОФП действительно наблюдалась, например, в редкоземельных магнетиках. При непрерывной переориентации магнитных моментов угловая фаза III играет роль «буфера». Она позволяет магнитным моментам непрерывно переходить на фазы I в фазу II. ОФП относятся к переходам, для которых теория Ландау является очень хорошим приближением, так как флуктуации параметра порядка в критическом состоянии здесь можно не учитывать, поскольку они проявляются в очень узкой области температур (ΔТ ~ 10^-6 10^-8К) вблизи точки перехода.

При К₂ < 0 фаза III является неустойчивой и температурные области существования фаз I и II перекрываются. С точки зрения симметрии, непосредственно непрерывный переход I⇔II невозможен, так как для непрерывного перехода необходимо, чтобы группа магнитной симметрии одной из фаз, участвующей в переходе, была подгруппой симметрии другой фазы, что для фаз I и II не выполняется. Следовательно, непосредственный переход I⇔II может осуществляться только скачкообразно (фазовый переход 1-го рода) при Т = Т_с, где Т_с определяется условиями равенства термодинамических потенциалов обеих фаз: Ф(v = 0) = Ф(v = π/2),  K₁(T_c)+K₂=0. Температуры Т₁ и T₂, определяемые уравнениями К₁(Т₂)=0 и K₁(T₁)+2К₂=0, есть границы областей существования метастабильных фаз (в предположении, что переход I⇔II происходит однородно по образцу). Разложение Ф по η=6 (η либо π/2 – v ) приводит к выражению, где β = 4K₂ < 0, что, согласно теории Ландау, является признаком фазового перехода 1-го рода. На рисунке 3(б) изображена зависимость v (Т) для этого случая.

Простейшим примером спонтанного ОФП является наблюдаемая в ряде магнитных кристаллов переориентация спинов (спиновых магнитных моментов) от одной кристаллографической оси к другой при изменении температуры. Такие переходы наблюдаются, например, в классических ферромагнетике кобальте, в гадолинии, в интерметаллических соединениях RCo₅, ферримагнетиках Mn₂Sb и Ba₂Co₂Fe₁₂O₂₂ и в целом ряде редкоземельных магнитоупорядоченных кристаллов. Спонтанная переориентация магнитных моментов обусловлена в них температурной зависимостью энергии магнитной анизотропии.

В тригональных редкоземельных ферроборатах RFe₃(BO₃)₄ структурно выделены линейные цепочки RO₆ тригональных призм и геликоидальные FeO₆ октаэдров, вытянутые вдоль оси третьего порядка. Межцепочечные расстояния существенно превышают внутрицепочечные между катионами. Но разница в железной подсистеме меньше и, соответственно, взаимодействия в ней являются определяющими в температурах антиферромагнитного упорядочения таких структур. С ростом ионного радиуса редкоземельного элемента и, следовательно, этой разницы температура Нееля монотонно убывает. Однако в области магнитного упорядочения взаимодействие между подсистемами и их поведение при внешних воздействиях может качественно меняться в зависимости от электронного строения редкоземельного элемента. Так GdFe₃(BO₃)₄ упорядочивается в состояние с анизотропией «легкая плоскость» и с понижением температуры для него характерен спин-переориентационный переход с проявлением сильного магнитоэлектрического эффекта, в то время как соседний с ним по ионному радиусу редкоземельного элемента TbFe₃(BO₃)₄ – легкоосный антиферромагнетик. Развитие представлений о магнитном поведении таких структур неразрывно связано с расширением их экспериментальных исследований.
Решена задача синтеза высококачественных монокристаллов DyFe₃(BO₃)₄ . Использовались растворы-расплавы на основе Bi₂Mo₃O₁₂ – Li₂MoO₄ с нестехиометрическим содержанием кристаллообразующих окислов.

 

Основным применением магнитооптических методов в физике магнитоупорядоченных кристаллов является исследование энергетического спектра магнитоактивных ионов в ферромагнитных и антиферромагнитных диэлектриках, а также изучение электронной структуры ферромагнитных металлов и сплавов. Собственно говоря, новый интенсивный этап в развитии магнитооптики ферромагнетиков и начался в 50-х годах с появления этого направления исследований.
Принципиальная сторона применения магнитооптических методов совершенно ясна. Это—обычная спектроскопическая методика: на кривых частотной зависимости самих магнитооптических эффектов обнаруживают некоторые особенности, которые затем отождествляются с определенными оптическими переходами, допустимыми в рамках рассчитанных энергетических спектров кристалла. При сравнении с обычными оптическими магнитооптические методы имеют два существенных преимущества. Во-первых, магнитооптические методы чувствительны к знаку спина, то есть, например, для ферромагнитного металла они в принципе позволяют выяснить, к какой спино¬ой подзоне относится данный переход. Во-вторых, магнитоопти¬еский метод является по существу своему дифференциальным или модуляционным методом измерения спектров, а дифференциальные методы имеют на два-три порядка большую чувствительность в определении собственных частот, чем обычные статические.