Etude par rayons X et par neutrons de la phase incommensurable du nitrite de sodium

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Submitted on 1 Jan 1982

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Etude par rayons X et par neutrons de la phase incommensurable du nitrite de sodium

Denys Durand, F. Denoyer, M. Lambert, L. Bernard, R. Currat

To cite this version:

Denys Durand, F. Denoyer, M. Lambert, L. Bernard, R. Currat. Etude par rayons X et par neutrons de la phase incommensurable du nitrite de sodium. Journal de Physique, 1982, 43 (1), pp.149-154.

�10.1051/jphys:01982004301014900�. �jpa-00209371�

Etude par rayons X et par neutrons

de la phase incommensurable du nitrite de sodium

D. Durand, ^F. Denoyer, ^{M. Lambert}

Laboratoire de Physique des Solides (*), Université Paris-Sud, ^Bâtiment 510, 91405 Orsay, ^France

L. Bernard et R. Currat

Institut Laue-Langevin, ¹⁵⁶ X, ³⁸⁰⁴² Grenoble, ^France

(Reçu ^{le 31} juillet 1981, accepte ^{le 21} septembre 1981)

Résumé.

Nous présentons les résultats obtenus en diffraction de rayons X ^sur le nitrite de sodium : nous nous sommes principalement intéressés à la localisation des satellites et de la diffusion diffuse dans la phase ^incommen- surable, ^ainsi qu’aux ^effets prétransitionnels ^{dans la} phase désordonnée. Ces travaux ont été complétés par des

expériences ^{de diffusion} élastique de neutrons, qui conduisent à une détermination très précise de l’évolution avec

la température ^{de la} période de modulation. Ces différentes expériences, auxquelles s’ajoutent ^des expériences préliminaires de diffusion inélastique des neutrons, permettent d’ébaucher une discussion sur la nature de la modulation dans la phase incommensurable.

Abstract.

This paper présents X-ray diffraction and X-ray ^diffuse scattering measurements performed ^on

sodium nitrite :

2014 in the incommensurate phase, ^satellite positions ^{and diffuse} scattering ^{are studied;}

2014 in the disordered phase, pretransitional ^{effects are} investigated.

Accurate satellite position measurements by ^{means of neutron} diffraction as a function of temperature ^are reported.

The results obtained by high resolution inelastic neutron scattering in the disordered phase ^{are discussed.}

Classification

Physics ^Abstracts

64.70K

1. Introduction.

Le nitrite de sodium (NaN02)

est un isolant ferro6lectrique ^connu depuis longtemps, qui pr6sente, ^{entre les} phases ferro6lectrique (T Tc = 162,5 oq ^et paraélectrique (T> To=164 OC),

une phase ^modul6e incommensurable. Du fait de sa

structure simple, NaN02 ^{a ete tres} 6tudi6, ^{mais il}

reste de nombreux points ^a 6claircir, ^{comme la nature} de la modulation dans la phase incommensurable, ^le m6canisme de la transition d£sordonn£e-incommen- surable, ^{et la} dynamique ^{dans les} phases para6lectrique

et incommensurable.

Dans un premier temps, ^nous rappelons ^les princi-

paux r6sultats des travaux d6jd ^{effectues sur} NaN02.

En ce qui ^{concerne la structure} du cristal [1 -9], ^le

nitrite de sodium a un reseau orthorhombique ^a corps centre. La maille contient deux molecules. Dans la

phase ferro6lectrique, le groupe d’espace ^{est Im2m.}

.

La polarisation spontan6e, dirig6e ^{suivant 1’axe b,} provient ^de 1’alignement ^{des moments} dipolaires per-

man6nts des ions N02 ^le long ^{de b,} qui s’accompagne

d’un d6placement ^{des ions Na+} parallelement ^{a b.}

Dans la phase ^haute temperature, ^il apparait ^un

miroir orthogonal ^{a b : le} groupe d’espace ^devient

Immm. Des mesures de facteurs de structure ont

permis ^de preciser ^{la nature du desordre dans cette} phase [5]. ¹¹ s’agit ^{d’un d6soidre de} position, ^les

moments dipolaires ^des molecules ayant deux orien- tations possibles : ^{ils sont soit} parall£les ^{a b, soit} antiparalleles ^a b (Fig. 1).

La transition vers la phase incommensurable est consideree comme une transition ordre-desordre,

induite _par un mouvement de reorientation des dipoles

entre les deux positions d’equilibre. ^{Les mesures de}

constante dielectrique 4cv), ^{dans les} phases para-

electrique ^et incommensurable [10-14], ^{sont cohe-}

rentes avec un modele de type relaxationnel, ^{tel celui} propose par Suzuki et Kubo [28] pour ^un systeme d’Ising. ^L’etude precise ^du temps de relaxation a ete faite _par Hatta, par des mesures dielectriques [12, 14].

Par ailleurs, ^{Ehrhardt et Michel} [15] ^ont montre, par des calculs de potentiel, que le _passage d’une position

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01982004301014900

150

Fig. ^1.

Projection de la maille 616mentaire sur le plan (b, c). ^Dans

la phase ferro6lectrique, ^les positions ^{des atomes} correspondent

aux traits pleins. ^{Dans la} phase para6lectrique, chaque ^moment dipolaire ^est parallele ^{a b} (molecule ^{dessin6e en traits} pleins) ^ou antiparallele ^{a b} (molecule ^{dessin6e en} pointill6s). ^{A la} temperature

de transition To, a

3,66 A, b

5,67 A, ^c

5,36 A.

[Projection of the unit cell on the (b, c) plane. Full lines represent atomic positions ⁱⁿ the ferroelectric phase. ^{In the} paraelectric phase ^the dipole ^{moment attached to each} N02 group is directed

along ^{+ b} (full lines) ^{or - b} (dashed lines). At the transition tempe-

rature To the lattice parameters ^{are : a}

^3.66 A ; b

^5.67 A ;

c

5.36 A.]

d’equilibre ^a I’autre, ^{se fait} par ^une rotation des ions

N02 ^{autour de 1’axe} c, a laquelle s’ajoute ^{un bascule-}

ment des lignes oxygene-oxygene par rapport ^{a la} direction c.

L’existence d’une phase intermédiaire a ete revelee par des experiences ^de diffusion de _{rayons X} [16, 17].

Cette phase ^{se traduit} par I’apparition de satellites

reperes par rapport ^{aux taches de} Bragg par le vecteur

± q, ^avec q

ba *, 6 ^{variant avec la} temperature

entre 0,119 ^et 0,097 [18]. Deux mod6les ont ete proposes

pour decrire la modulation. Celui de Tanisaki [16] ^est

un modèle de structure en microdomaines : un micro- domaine est constitue _par une succession de couches

(b, c), ^dans lesquelles ^{les moments} dipolaires ^{ont meme} orientation; ^les deux types ^de microdomaines se

r6partissent alternativement le long ^{de 1’axe a, avec la} p6riode a/b. ^Yamada remarque que, dans un tel modèIe,

des satellites d’ordre 3 d’intensit6 13

/1/9 (7B ^etant

l’intensit6 des satellites d’ordre 1) ^devraient apparaitre [17]. Pour rendre compte de 1’absence de ^ces satellites d’ordre 3, ^Yamada propose ^{un autre} modele, ^dans lequel ^{le moment} dipolaire total des couches (b, c)

varie sinusoidalement le long ^{de a. Dans ces deux} modeles, ^{le cristal est considere comme un} systeme d’lsing : ^{une variable} d’Ising S(l) = ^{+ 1 est attribute}

a la maille 1 suivant _que son moment dipolaire ^est parallele ^{a b ou} antiparallele ^{a b} [19]. Les facteurs de structure calcul6s _pour un tel systeme d’Ising ^{sont en}

assez bon accord avec les mesures d’intensite : Bohm trouve un facteur R = E II Fo ^{I Fc} I liE I Fo ^{I egal}

a .0,18 pour les satellites [8] (F 0 ^{et Fc} representent respectivement les facteurs de structure observes et

calcules). ^{En vue} d’ameliorer le facteur R, ^Kuchar-

czyk [9] ajoute ^{a la} modulation ^{de la} polarisation

moyenne P(I) = S(1) ) ^{une onde de} deplacement ^de type acoustique, c’est-a-dire qu’il ^{considere un} depla-

cement global ^{des atomes de} chaque ^{cellule unite dans}

la direction b, ^ce deplacement variant sinusoidalement le long de la direction _a, avec la meme periode (lib) ^a

que la fonction p(1).

Le travail ci-dessous se situe dans le cadre d’une etude g6n6rale des transitions de phase ^incommen-

surables dans les isolants. 11 fait suite a une etude structurale d’un autre isolant incommensurable : la thiouree [20]. ^{Ces deux} composes presentent ^une

transition d’ancrage pour ^{un vecteur} d’onde q

⁰ (phase ferro6lectrique) et sont souvent compares ^dans

la littérature. En raison des r6sultats originaux ^obtenus

sur la thiouree, ^ainsi que de l’intérêt th6orique que

pr6sentent ^les transitions de phase incommensurables,

nous avons entrepris ^{une etude de} NaN02 par diffu- sion des _rayons X, puis par diffraction et diffusion

inelastique ^{des neutrons.}

2. R6sultats expérimentaux.

^{2 .1 DIFFUSION DES}

RAYONS X.

2 .1.1 Techniques expérimenta/es.

Les experiences de diffusion des _{rayons X} ^ont ete realisees en rayonnement monochromatique ^{a 1’aide}

d’une chambre de precession ^de Buerger. ^L’interet

d’un tel dispositif est qu’il permet ^{d’obtenir sur un film}

une image ^d’un plan réciproque ^sans deformation.

La radiation utilisee ^est la raie MoK a (0,709 A), ^elle

est selectionnee a 1’aide de la reflexion (002) ^{d’un mono-}

chromateur en graphite pyrolithique. ^Les monocris-

taux utilises nous ont ete fournis _par Mr. le Professeur J. P. Chapelle ( 1).

L’6chantillon a etudier est monte sur une tete

goniom6trique. ^Le dispositif ^de chauffage ^{est constitue}

par ^{une canne} soufflante, qui suit le cristal dans son mouvement de precession. L’echantillon est chauffe par ^un jet d’azote, maintenu a la temperature ^desiree

a 1’aide d’une resistance chauffante reliee a une alimen- tation stabilisée. Ceci nous a permis ^{d’obtenir une}

stabilite en temperature ^{de l’ordte de 0,5 OC.}

2.1. 2 Resultats expérimentaux.

Rappelons que le reseau est a _corps centre, ^ce qui entraine la relation d’extinction h + k + l = 2 n + 1. ^Sachant _que ^le

vecteur d’onde de la modulation est parallele ^{a 1’axe a,}

nous avons etudie les familles de plans (001) ^et (010).

Dans la phase paraelectrique, ^on observe dans le plan (hk0) des trainees diffuses partant des taches de Bragg,

a 1’exception des taches (hOO), ^et parall6les ^{a 1’axe}

a* (Fig. 2a). Cette diffusion diffuse est inexistante dans le plan (hOl) (2), ^tr6s peu intense dans le plan (h 11), e) SDTM, ^LP 3261, Universite de Paris-Sud, ⁹¹⁴⁰⁵ Orsay,

France.

(2) ^La description du cristal _par un modele d’lsing, ^dans lequel

le moment dipolaire ^de chaque ^{maille est} parallele ^ou antiparallele

a b, ^{rend bien} compte de 1’absence de satellites et de trainees diffuses

au voisinage des taches (hOl) [16, 17, 29]. ^A noter que la presence

eventuelle d’une onde de deplacement (Kucharczyk et ^al. [9]) ^est

compatible ^avec 1’absence de ces satellites et trainees diffuses, ^à

condition _que le deplacement soit dans la direction b.

mais s’observe bien dans le plan (h2l), ^{ou elle} apparait

encore sous forme de trainees diffuses partant ^des taches de Bragg ^et parall6les ^{a a*} (Fig. 3a). Ces.train6es

diffuses traduisent _un ordre local des moments dipo-

laires dans les plans (b, c). ^La mesure, a 1’aide du micro-

densitometre, ^de 1’extension des trainees diffuses dans

Fig. ^2.

Diagrammes ^de rayons X representant ^le plan r6ciproque (hk0). Les trainees diffuses paralleles ^{a 1’axe} a*, ^{observ6es dans la} phase para6lectrique (a) (T

To ^{+ 20} oq ^se condensent en taches satellites dans la phase incommensurable (b). ^{Dans la} phase ^ferro- 6lectrique (c) (T

Te - 4 °C), il subsiste des trainees diffuses

paralleles ^{a a*.}

[X-Ray diagrams ^{of the} (hk0) reciprocal plane. Diffuse streaks

parallel ^{to a* are} observed in the paraelectric phase (a) (T = T, + 20 OC) ,

in the incommensurate phase (b) ^where they coexist with the satellite reflections and in the ferroelectric phase (c) (T = Tc - ⁴ oQ.]

Fig. ^3.

Diagrammes ^de rayons X repr6sentant ^le plan r6ciproque (h21) : ^{dans la} phase incommensurable (b), ^des lignes ^{diffuses tr6s}

peu intenses (indiqu6es par les fleches 2) joignent ^les satellites. Dans la phase paraelectrique (a) (T

To ^{+ 4} oQ, ^ces lignes ^existent

encore et joignent les trainees diffuses paralleles ^{a a*} (indiqu6es par les fleches 1).

[X-Ray diagrams ^{of the} (h21) reciprocal plane. ^In the incommen-

surate phase (b) weak diffuse streaks (arrows ^labelled 2) ^are observed,

connecting adjacent satellite reflections. In the paraelectric phase

(a) (T

T o ^{+ 4} oQ these lines persist ^{and connect the maxima}

of the diffuse streaks along a*.]

152

les directions b* et c*, ^{donne une} longueur ^{de corr6-}

lation quasi infinie dans la direction b (qui ^{est la direc-}

tion de la polarisation spontan6e ^{dans la} phase ^ferro- 6lectrique) ^{et une} longueur ^de correlation de l’ordre de 6c dans la direction _c, a T

To ^{+ 5 °C.}

A la transition de phase (T ⁼ To), l’intensité ^diffus6e

se condense en taches satellites (Fig. 2b). Chaque ^tache

de Bragg, ^a 1’exception des taches (hol) ^{est alors entou-}

ree _par une paire ^de satellites, ^{dont les} positions ^{sont :}

h :t 5, k, ¹ avec k # 0 (2). ^{11 est} important ^de remarquer

qu’il n’apparait pas de satellites d’ordre sup6rieur,

meme _pour des temps de pose tres 6lev6s. Par ailleurs,

les trainees diffuses subsistent ^« sous » les satellites dans la phase incommensurable, ^{et sont encore} faible- ment visibles dans la phase ferro6lectrique (Fig. 2c).

Elles disparaissent quand ^la temperature ^{diminue et}

ne sont plus ^{observ6es a} temperature ^ambiante.

Nous nous sommes plus particulierement ^int6res-

ses a un deuxi6me type de diffusion diffuse, ^observ6e

dans le plan (h2l). ¹¹ s’agit ^de lignes ^diffuses joignant

deux satellites reperes par G + q03B4 ^et

(G : ^{vecteur du reseau} r6ciproque), ^dont l’intensit6 est

plus ^faible que celle des trainees diffuses du premier type (Fig. 3b). ^Ces lignes diffuses existent encore dans la phase para6lectrique, ^{ou elles} joignent ^{les maxima}

des deux trainees diffuses du premier type (Fig. 3a). ^Ce deuxieme type de diffusion diffuse sera discute _par la suite..

2.2 DIFFUSION ELASTIQUE ^ET INELASTIQUE ^{DES NEU-}

TRONS.

Les experiences ^ont ete r6alis6es au Reac- teur a Haut Flux de Grenoble, ^{sur le} spectrometre ^à

3-axes IN2, ^{avec une} longueur d’onde incidente

Ài

2,36 A. L’6chantillon est maintenu a la temp6-

rature d6sir6e dans un four permettant ^{une definition}

en temperature ^{meilleure que 0,02 K.}

2.2.1 Variation du vecteur d’onde de la modulation

avec la température.

^{Nous avons mesur6 le vecteur}

d’onde de la modulation _qa ⁼ ba*, ^en rep6rant ^les

satellites + q. ^{et -} q03B4 voisins de la tache de Bragg (020).

Les conditions exp6rimentales permettent ^{de mesurer 6}

avec une bonne precision (± 0,0002). L’evolution de 6

avec la temperature ^est presentee ^{sur la} figure ^4, qui

montre que, si l’on abaisse la temperature ^{de la} phase

d6sordonn6e vers la phase incommensurable, ^{6 varie} continument de la valeur 0,1212 ^a To

164 °C, ^{a la}

valeur 0,1006 ^a T,

162,5 °C. ^Notons que 6 ^ne pr6sente ^aucun accrochage apparent ^sur des valeurs rationnelles. Au voisinage ^de To, ^{6 d6croit a} peu pres lin6airement, puis plus rapidement quand ^on s’appro-

che de Tc. Quand ^la temperature ^{atteint cette valeur,}

6 s’annule, la transition 6tant discontinue. Si l’on

mesure de nouveau 6 en remontant la temperature, ^on

constate que, a la precision ^{de nos mesures} pres, ^la

nouvelle courbe coincide ^avec celle obtenue en abais-

sant la temperature : ^{il semble donc} qu’il n’y ^ait pas

d’hyst6r6sis ^{dite «} globale ^{», comme dans le cas de la}

Fig. ^4.

Variation du vecteur d’onde de la modulation en fonction de la temperature.

[Modulation ^{wave vector as a} function of the temperature.]

thiouree, mais seulement une hysteresis ^normale (la

transition vers la phase incommensurable ayant ^lieu a T = 162,65°C quand ^{on remonte en} temperature).

2.2.2 Etude de l’intensité diffusée.

^{Nous avons}

mesure l’intensité quasi élastique des trainees diffuses

paralleles ^a a*, qui partent de la tache de Bragg (020).

Dans la phase d6sordonn6e, quand ^on s’approche

de la transition incommensurable, ^{cette intensite} presente ^un maximum, dont ^la position ^est reperee par

± 03B4max ^a*. Quand ^la temp6rature ^{tend vers} To, ^la

valeur maximale de l’intensite croit et 03B4max ^{tend vers}

la valeur 6(To). ^{Dans la} phase incommensurable, ^il

existe _encore, en plus ^des satellites, des trainees diffuses

paralleles ^{a a*,} comme nous 1’avons observe sur les clich6s de rayons X; ^la position des maxima de diffu- sion semble voisine de celle des satellites. Quand ^la temperature ^diminue, l’intensité diffus6e d6croit lente- ment, puis chute brutalement a la transition ferro-

6lectrique. Juste au-dessous de cette transition, ^l’inten- site diffusee pr6sente ^{encore un maximum,} pour ^un vecteur d’onde _{g =} ± 0,106 a*; ^{ce maximum} dispa-

rait ensuite environ 1 ° en dessous de Tc.

Dans le but de mieux comprendre ^{le m6canisme de}

la transition désordonnée-incommensurabIe, ^nous

avons fait 1’analyse ^en frequence ^de l’intensit6 diffus6e le long ^{de 1’axe a* dans la} phase d6sordonn6e, par diffusion in6lastique des neutrons, ^sur le spectromètre ^à

3-axes IN12, ^{avec une} longueur ^{d’onde incidente} Ai

4,65 A ^{et une} resolution de l’ordre de 0,016 THz.

Les spectres S(Q,(o) enregistr6s ^montrent un _pic

centre en w

0, ^{dont la} largeur ^diminue quand ^on s’approche de la transition incommensurable. Ce pic

traduit une dynamique ^lente, correspondant ^{au mouve-}

ment de reorientation des moments dipolaires. ^La figure ^{5 montre le} spectre ^{obtenu a T}

²⁰⁰ OC, pour le vecteur de diffusion Q

(0,4; ^2; 0). ^{A cette} temp6-

rature, ^la largeur a mi-hauteur du pic ^est 6gale ^à

0,021 THz, ^ce qui conduit, ^{en tenant} compte ^{de la}

Fig. ^5.

^Profil spectral ^obtenu pour Q

(0,4; 2; 0) ^{et à}

T

200 °C. Ce spectre ^est constitue _par un pic quasi élastique,

de largeur a mi-hauteur 0,021 ^THz (le trait horizontal repr6sente

la resolution en frequence, ^mesur6e par diffusion incoh6rente du vanadium, ^et 6gale ^a 0,016 THz).

[Spectral lineshape corresponding ^to Q

(0.4 ; 2 ; 0) ^{and T}

^{200 OC.}

This spectrum ^consists of a quasielastic peak ^{with a} linewidth of 0.021 THz (FWHM). ^The instrumental resolution measured on a

vanadium sample is 0.016 THz (FWHM) (horizontal bar).]

resolution instrumentale, ^{a un} _temps de relaxation de l’ordre de 5 x 10 - 11 s.

Au voisinage de la transition vers la phase ^incom- mensurable, ^le pic S(Q, (o) ^{a une} largeur comparable ^à

celle de la resolution. Par suite, de nouvelles expe- riences, ^{avec une} resolution meilleure _que 0,016 THz,

sont n6cessaires _pour obtenir des r6sultats quantitatifs, pr6ciser ^la dynamique critique ^et obtenir des informa- tions sur les excitations specifiques ^{de la} phase ^incom-

mensurable.

3. Discussion.

Ces resultats exp6rimentaux per- mettent 1’ebauche d’une discussion concernant la nature de la modulation dans la phase incommensu- rable.

Le nitrite de sodium est considere depuis longtemps

dans la litt6rature comme une substance presentant ^une

transition de phase ordre-desordre. Tanisaki [16], puis ^Yamada [17], ^ont decrit la modulation dans la

phase incommensurable comme une modulation de type ^« composition ^{», ce} qui signifie ^que l’ apparition

de la phase ^modulee correspond ^{a une mise en ordre}

des moments dipolaires, qui peuvent prendre ^seule-

ment deux valeurs : + p ^{ou -} p (p parallele ^a b). ^Le

modèle adopt6 dans la litt6rature _pour decrire ce

systeme d’Ising ^est celui de Yamada [17], pour lequel ^il

existe dans chaque ^couche (b, c) ^un ordre local tel _que le moment dipolaire total des couches (b, c) ^varie

sinusoidalement le long ^{de a, ce} qui revient a dire _que la

probabilit6 d’occupation ^d’une position d"6quilibre ( + p ^{ou -} p) ^{est une} fonction sinusoidale de periode (1/6) ^a (de ^la forme 1 (1 + so sin 2 Jt6h)). ^{Ce modele} explique 1’absence, ^{sur les} diagrammes ^de rayons X, ^de satellites d’ordre superieur ^{a 1. De} plus, ^{il est en accord}

avec les experiences ^{de resonance} quadrupolaire nucl6aire, qui sugg6rent que la modulation dans la

phase incommensurable serait bien decrite _par une

onde plane [24].

Comme nous 1’avons vu (§ 1), le mod6le de Yamada semble mieux adapt6 ^{a la} description du cristal de

NaN02 que le mod6le de structure en domaines

propose par Tanisaki, pour lequel ^on devrait observer des satellites d’ordre 3 d’intensit6 13

/i/9 (II ^6tant

l’intensit6 des satellites d’ordre 1). Toutefois, ^on pour- rait envisager ^des ameliorations a ce modele en consi- d6rant _que les parois qui s6parent les domaines fluctuent. En effet, ^Axe [25] ^{a montr6} que le role des fluctuations est d’att6nuer s6lectivement l’intensit6 des reflexions satellites _par un facteur dit facteur Debye-

Waller anormal [26]; ^en particulier, l’intensité des satellites d’ordre sup6rieur ^{a 1} peut ^{etre r6duite en} dessous de la limite d’observabilit6. Cependant, ^dans

le cas ou les forces qui agissent ^sont des forces a grande port6e (forces dipolaires), ^les fluctuations de parois

entre domaine antiphases ^sont peu probables.

Dans le mod6le de Yamada, ^comme dans celui de Tanisaki un seul type ^de modulation est pris ^en compte (modulation ^de type ^« composition » ). ^{Or nous avons}

vu que Kucharczyk propose ^une "am6lioration au

modele de Yamada en rajoutant ^{une onde de} depla-

cement a la modulation de la polarisation moyenne.

Ceci conduirait donc a envisager ^{un mod6le mixte,}

dans lequel ^une modulation de type displacive ^vien-

drait se superposer a la modulation de type ^« composi-

tion ». La description ^de la transition para£lectrique -

incommensurable a 1’aide d’un modele ordre-d6sordre serait alors peut-etre incomplete.

Des calculs de « dynamique ^de reseau » cffectues par K. Michel [23] ^montrent qu’en phase para6lectrique

le mouvement de reorientation des moments dipo-

laires est couple ^{au mode} acoustique E4 correspondant

a des deplacements paralleles a ^b. Toutefois, les courbes de dispersion ^6tablies par Sakurai [22] ^{dans la} phase

d6sordonn6e ne presentent ^aucune anomalie. Afin de clarifier ce point, nous avons 6tudi6 avec une tr6s

grande precision la courbe de dispersion ^{du mode} acoustique correspondant ^{a des} deplacements paral-

leles a b, ^au voisinage de la transition d6sordonn6e- incommensurable et, ^en particulier, pour des vecteurs d’onde voisins du vecteur d’onde critique. ^La figure 6,

obtenue a la temperature ^{T = 167°C, ne montre}

aucune anomalie. 11 s’ensuit qu’un couplage ^{entre un}

mouvement de reorientation des dipoles ^{et le mode} acoustique ^{considere ci-dessus ne} serait pas visible, probablement ^en raison du fait _que les temps ^carac- t6ristiques ^{de ces deux} mouvements different d’au moins deux ordres de grandeur.

En resume, ^il parait raisonnable de consid6rer _que la transition vers la phase incommensurable ^est induite _par le mouvement de reorientation des dipoles.

Les spectres S(Q, w) que nous avons obtenus _par diffusion in6lastique ^des neutrons mettent en evidence

ce mouvement de basse frequence (Fig. 5).

Pour finir, ^{nous revenons} a la diffusion diffuse du deuxieme type ^{observ6e sur les clich6s de} rayons X

(Fig. 3b) : ^{nous avons vu} qu’elle ^est constitu6e de

lignes ^diffuses joignant deux satellites reperes par

154

Fig. ^6.

^{Courbe de} dispersion ^le long de la direction [j00], ^du

mode acoustique E4, ^{mesur6e a T}

^{167°C. A cette} temperature,

la position des maxima de diffusion est rep6r6e par ± 6 a,. a*,

avec 03B4max

0,13. ^{A la} precision ^{des mesures} pres, la courbe obtenue

ne pr6sente pas d’anomalie pour des ^vecteurs d’onde _q

(03BE, 0, 0) avec03BE voisin de 0,13.

[Dispersion ^{curve of} E4 ^acoustic mode, ^measured along [03BE00], ^at

T

167 °C. At this temperature the diffuse intensity peaks ^at

± 03B4max ^{a* with} bmax

0.13. ^{Within error} bars, ^the dispersion

curve exhibits no anomaly ^near 0. 13.]

G + q ^et G + (a* ^± c*) - q. L’existence, ^dans 1’espace reciproque, ^{de telles} lignes ^diffuses parallèes

a la direction (1- ² 6) ^{a* + c*} (ou a la direction

(1- ² 6) ^{a* -} c*) signifie qu’il ^{existe un ordre local}

dans chaque plan orthogonal ^a la direction (1

² b)

a* + c* (ou a la direction (1- ² b) ^{a* -} c*) ^et

que le long de chacune de ces deux directions les differents plans ^sont partiellement decorreles entre

eux. Ces plans ^{sont a} rapprocher des faces satellites observees _par Janner et al. [27] ^dans les cristaux incommensurables Rb,ZnBr4 ^et Rb2ZnCI4. ^Janner

a montre _que ces faces peuvent s’indexer a 1’aide de 4 indices entiers dans un supergroupe d’espace. ^{De la}

meme facon, ^nous pouvons attribuer a nos plans ^les

4 indices (1012) ^ou (1012) _(selon que les lignes ^diffuses correspondantes ^sont parall6les ^a (1- ² 6) ^{a* + c*}

ou a (1- ² 6) ^{a* -} c*). ^{Si, comme c’est le cas dans} Rb2ZnBr4 ^et Rb2ZnCl4, il existe des faces naturelles

paralleles ^{a ces} plans, ^on peut penser que le couplage

entre plans adjacents ^{est faible, comme} par exemple

pour les plans de haute densite dans les structures cristallines habituelles. 11 n’est donc pas a priori surprenant d’observer des trainees diffuses dans les directions correspondantes ^de 1’espace reciproque.

Une etude ulterieure _par diffusion inelastique ^de

neutrons nous permettra ^de preciser ^{la nature} statique

ou dynamique ^des correlations planaires qui ^donnent

lieu aux trainees observees.

Remerciements.

Nous remercions J. P. Chapelle

pour les monocristaux de nitrite de sodium,

A. H. Moudden et K. Michel _pour leurs nombreux commentaires sur ce travail, ^ainsi que L. Deschamps

et P. Flores _pour 1’aide technique ^{dont ils nous ont}

fait bénéficier au cours des experiences ^de rayons X et de neutrons respectivement.

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