Письма в ЖЭТФ, том 101, вып. 10, с. 777-780
© 2015 г. 25 мая
Квазидвумерный характер магнитного перехода порядок—беспорядок в УМпбЭпб
А. А. Быков+*1\ Ю. О. Четвериков*, А. Н. Пироговх°, С. В. Григорьев+* + С.-Петербургский государственный университет, 199034 С.-Петербург, Россия * Петербургский институт ядерной физики им. Константинова, 188300 Гатчина, Россия х Институт физики металлов им. Михеева УрО РАН, 620990 Екатеринбург, Россия ° Уральский федеральный университет им. Ельцина, 620002 Екатеринбург, Россия
Поступила в редакцию 16 января 2015 г.
После переработки 9 апреля 2015 г.
Методом малоуглового рассеяния нейтронов исследована магнитная структура гелимагнетика УМпбЯпб в температурном диапазоне от 25 до 360 К. На зависимостях интенсивности нейтронного рассеяния от переданного импульса наблюдаются два пика с центрами в 1.7 и Онм-1. С ростом температуры интенсивность первого пика уменьшается, а второго увеличивается. Наряду с этим происходит изменение формы пика с центром в 1.7 нм-1 из гауссова в лоренцеву. Последнее можно объяснить тем, что в интервале 250-360 К в УМщвпб происходит магнитный переход типа порядок-беспорядок из гелимагнетика в состояние с пространственными ферромагнитными флуктуациями. Для пика с центром в 1.7 нм-1 наблюдается анизотропия формы вдоль переданного импульса. Это, а также согласованное изменение ширины на полувысоте пика с центром в 1.7 нм-1 и его интенсивности при изменении температуры говорит о квазидвумерном характере происходящего магнитного перехода.
БО!: 10.7868/80370274X15100094
Свойства соединений типа ИМпбХб, где Д - редкоземельный элемент, а X - металл с незаполненной р-оболочкой, хорошо известны [1]. Однако разнообразие видов магнитного упорядочения в данных составах затрудняет понимание физических механизмов, порождающих эти свойства. Соединения ИМпбХб имеют гексагональную слоистую структуру, слои которой расположены перпендикулярно оси [001]. Между плоскостями, сформированными магнитными атомами Мп с координатами 3/4 и 5/4, находятся комплексы элементов Х-Х-Х, а между плоскостями, образованными из атомов Мп в узлах 1/4 и 3/4, - комплексы И-Х [2,3]. В этой структуре можно выделить три типа обменных взаимодействий вдоль оси [001]: ферромагнитный обмен через Х-Х-Х-плоскости антиферромагнитный обмен через И-Х-плоскости ^ и ферромагнитный обмен между следующими за ближайшими плоскостями Мп природа которого определяется РККИ-взаимодействием (последний приводит к спиральной магнитной структуре с волновым вектором вдоль направления [001] в соединениях с И = Оу, Но, У [4,5]). Ферромагнитный обмен ,1о в Мп-плоскостях
-^e-mail: redi87@bk.ru
приводит к тому, что ориентации магнитных моментов атомов Мп в плоскостях сонаправлены. Соотношение и ^ таково, что моменты атомов Мп в плоскостях, между которыми расположены атомы Х-Х-Х, сонаправлены, в то время как магнитные моменты атомов Мп в плоскостях, между которыми находятся И-Х-комплексы, направлены противоположно друг другу [2]. Основной мотив магнитного поведения таких структур - серия магнитных переходов при изменении температуры, концентрации и т.д. Так, например, в соединениях системы ТЬ1_жУжМпб8пб с х < 0.6 при низких температурах моменты Мп упорядочиваются вдоль легкой оси [001] антиферромагнитно между плоскостями, разделенными И-Х-комплексами. С ростом температуры происходит спин-переориентационный переход типа легкая ось - легкая плоскость и магнитные моменты становятся параллельными плоскости [001] [6,7].
В этой системе большое внимание исследователей привлекает интерметаллид УМпбЭпб, поскольку немагнитный У, замещающий в нем редкоземельный ион, заметно упрощает изучение магнитной структуры. Данная работа направлена на исследование спонтанного магнитного перехода типа порядок-
беспорядок в УМпбБпб методом малоуглового рассеяния нейтронов (МУРН).
Образцы УМпбБпб были выплавлены из высокочистых металлов в индукционной печи в атмосфере аргона. Гомогенизирующий отжиг проводился при 800 °С в течение 48 ч. Согласно результатам рентгенографических измерений образцы имели гексагональную структуру типа НШееСее (пространственная группа Р 6/ттт, ионы У занимают позицию 1а, атомы Мп - 6г, а атомы Бп находятся в узлах 2с, 2с1 и 2е). Эксперимент МУРН проводился на установке 8АМ8-2 исследовательского реактора в г. Геесхахте (Германия). В данном случае преимуществом МУРН является возможность изучить крупномасштабные пространственные спиновые флуктуации ферромагнитного типа в диапазоне малых переданных импульсов <3 с лучшим разрешением по сравнению с дифракционными экспериментами [3,4].
На рис. 1а изображена характерная карта распределения интенсивности рассеянных нейтронов при
е (ппг1)
Рис. 1. Типичная карта интенсивности МУРН при температуре 260 К (а) и зависимость интенсивности рассеяния нейтронов от переданного импульса при различных значениях температуры (Ь)
Т = 260 К. На нем наблюдается кольцо интенсивности дифракционного рефлекса с максимумом при <3 ~ 1.7нм-1. Оно указывает на наличие модулированной магнитной структуры в согласии с результатами предыдущих исследований [4]. Кольцо интенсивности состоит из отдельных рефлексов необычной формы. Они вытянуты вдоль радиального направления, т.е. ширина рефлекса вдоль вектора рассеяния IVI, существенно больше его ширины в направлении перпендикулярном вектору рассеяния Т¥т- На рис. 1Ь представлена зависимость интенсивности рассеяния нейтронов I от переданного импульса С}, получен-
ная усреднением карты МУРН по кругу с центром в <5 = 0. Интенсивность брэгговского пика в диапазоне температур от 25 до 250 К плавно уменьшается, а затем довольно резко спадает при Т > 250К. Кроме того, при Т = 250 К в центре кольца возникает рассеяние, интенсивность которого демонстрирует максимум при Т = 310 К.
Полученные данные были проанализированы в рамках модели спиновой спирали, сформированной на основе ферромагнитных плоскостей Мп. Если положение брэгговского пика к соответствует конечному вектору распространения к ф 0, то это указывает на модуляцию спиновой структуры с периодом с18 = 2тг/к, а в случае А; = 0 - на наличие ферромагнитного порядка. Из ширины пика ТV можно вычислить когерентную длину спиновой структуры: ЬСоЬ = 27г/Т/Г. Анализ формы пиков позволяет охарактеризовать состояние магнитной системы: лорен-цева форма пика соответствует флуктуациям магнитной структуры, а гауссова - доменам с резкой границей (см., например, [8]).
Зависимость интенсивности рассеяния от переданного импульса 1{С}) аппроксимировалась суммой двух вкладов: гауссианом и лоренцианом (псевдовойтом). Отметим, что лоренцева форма центрального пика при д = 0 имеет на порядок лучший критерий совпадения для всех температур по сравнению с гауссовой формой. Пример аппроксимации кривой рассеяния при Т = 270 К приведен на рис. 2. В ре-
400
ЕхрепшеШ д д
&
о 200 £
Л'
Д/
X А/
т Л А/ Д/
дЛ/
- V
. /
/ ^ -^ " - 1 , 1
0.5 1.0 1.5
чд \
£ 4
V
Д
Ьогегйг
_1_
2.0
е (ппг1)
Рис.2. Пример аппроксимации кривой рассеяния 1(0) при Г = 270 К
зультате аппроксимации данных было получено 6 параметров: интегральные интенсивности обоих пиков при <5 = 0 и На рис. За отложены нормированные на максимум температурные зависимости при С} = к,
Квазидвумерный характер магнитного перехода порядок-беспорядок в УМпцБщ
779
Г (К)
Рис. 3. (а) - Нормированные температурные зависимости интегральной интенсивности брэгговского пика и пика с центром в <5 = 0. (Ь) - Температурные зависимости периода йа и длины когерентности магнитного геликоида. /,1 вдоль переданного импульса (Ь)
ширина брэгговского пика \¥^ и ширина пика при <5 = 0, положение брэгговского пика к и вес лорен-цева вклада в брэгговский пик а.
интегральной интенсивности пиков при <5 = 0 и к, а на рис. ЗЬ - температурные зависимости периода и длины когерентности магнитного геликоида вдоль переданного импульса. Экстраполяция интегральной интенсивности брэгговского пика в область высоких температур на рис. За дает критическую температуру Тс = 310К. При той же температуре происходит пересечение кривых на рис. ЗЬ. Следовательно, когерентная длина спирали уменьшилась до размера ее периода. Это, а также падение интенсивности брэгговского пика указывает на то, что при Т = 310 К происходит полное исчезновение геликоида. В то же время наблюдается рост интенсивности пика с центром в <5 = 0 (рис. За), т.е. по мере исчезновения ге-лимагнитной структуры появляется другой тип магнитного порядка или его флуктуаций.
На рис.4 представлены лоренцевский вклад а и позиция брэгговского пика к в зависимости от температуры. В интервале от 25 до 250 К, т.е. вдали от критической области к мало меняется с температурой. В области перехода (Т > 250 К) модуль волнового вектора резко увеличивается, что говорит об уменьшении периода спирали при приближении к 300К. Похожим образом ведет себя и а (увеличение вклада Лоренца в брэгговский пик при Т = 310К). Это указывает на переход к новому магнитному порядку, сопровождаемому пространственными флуктуация-ми магнитной спирали.
При исследовании температурной эволюции формы брэгговского пика вдоль {\¥ь) и поперек (\¥т) переданного импульса было выяснено, что значение
100
80
^ 60 а
40 20 0
о -
0-0-0-0=0=
а 1/
^ОоОО. 1
оооо _п_
ппппПЕ .
=0—□□□□с
100
200 Т (К)
300
2.1
2.0
1.9
1.8 *
1.7
1.6
Рис.4. Температурные зависимости позиции брэгговского пика (квадраты) и веса лоренцевского вклада в брэгговский пик (кружки)
\¥ь сильно зависит от температуры (см. рис.ЗЬ). В то же время Т¥т не изменяется с температурой и определяется, по-видимому, разрешением установки. Температурные изменения ширины брэгговского пика Т¥I, вдоль переданного импульса к и неизменность ширины Т¥т в поперечном к направлении говорят о том, что Т¥т и \¥£ - не связанные величины. Отметим, что хотя достигнутое разрешение не позволяет сделать однозначного вывода об эволюции Т¥т, учитывая, что \¥ь существенно больше Т¥т, можно считать, что вклад в интенсивность пиков от рассеяния, перпендикулярного переданному импульсу, несущественен. С другой стороны, температу
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.