ОСОБЕННОСТИ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ 8т0.7Ноо.зРез(ВОз)4
А. А. Демидова* И. А. Гудимь, Е. В. Ереминь
" Брянский государственный технический университет 241035, Брянск, Россия.
ь Институт физики им. Л. В. Киренского Сибирского отделения Российской академии наук
660038, Красноярск, Россия.
Поступила в редакцию 14 марта 2012 г.
Исследованы магнитные свойства монокристалла ферробората замещенного состава Sirio.тНоо.зРоз(ВОз).1 с конкурирующими обменными Sm-Fo- и Но Fe-взаимодействиями. Измеренные свойства и эффекты интерпретированы в рамках единого теоретического подхода, который базируется на приближении молекулярного поля и расчетах в модели кристаллического поля для редкоземельного иона. Описаны экспериментальные температурные зависимости начальной магнитной восприимчивости от 2 до 300 К, аномалии на кривых намагничивания при В || с и В 1 с в полях менее 1.2 Тл, а также полевые и температурные зависимости намагниченности в полях менее 9 Тл. При интерпретации экспериментальных данных определены параметры кристаллического поля и параметры обменных R Fe- и Fe—Fe-в зэ и моде ист в и и.
1. ВВЕДЕНИЕ
Тригональныо редкоземельные ферробораты Т1Гез(ВОз)4 (И V, Ьа Ей) представляют большой интерес для физики магнитных явлений как / (/-соединения со своей спецификой взаимодействия редкоземельной и железной подсистем. В последнее время повышающийся интерес к ферроборатам обусловлен обнаружением в них мультиферроэлектрических свойств [1 3]. С появлением новых ферроборатов замещенных составов Т11_3.П4Гсз(ВОз)4 возникли новые возможности варьирования состава, что обеспечивает большое разнообразие физических свойств [4 9].
Железная подсистема в ферроборатах упорядочивается при температурах Нееля Тдг ~ 30 40 К. Редкоземельная подсистема подмагничена / (/-взаимодействием и дает существенный вклад в магнитную анизотропию и ориентацию магнитных моментов. Ферробораты могут быть легкоосиыми (магнитные моменты И. Рг, ТЬ, Бу, Ее ориентированы вдоль оси с кристалла), легкоплоскостными (магнитные моменты И V, N(1, Бш, Ей, Ег, Ее лежат в иЬ-плоскости кристалла), либо могут, как в С(1Есз(ВОз)4 и НоЕсз(ВОз)4, спонтанно переходить
E-mail: demandrö'yanäex.ru
из легкоосного в легкоплоскостное состояние (см., например, обзор [3]).
Принадлежность ферроборатов замещенных составов т11_3.к4есз(воз)4 к классу мультиферрои-ков в настоящее время устанавливается [4,6 8] и в случае наличия в них конкурирующих И Ее- и И/ Ее-обменных взаимодействий возможно появление эффектов, обусловленных конкуренцией вкладов, например, реализация спонтанных переориента-ционных переходов между легкоосным и легкоплоскостным состояниями [4 8].
Вся имеющаяся спектроскопическая [10], магнитная, магнитоэлектрическая и магнитоупругая [3,11 13] информация свидетельствует о том, что магнитные моменты железа в 8шЕсз(ВОз )4 анти-ферромагнитно упорядочиваются при Тдг « 32 33 К и лежат в базисной плоскости иЬ. Также в базисной плоскости находятся магнитные моменты самария, подмагниченные обменным полем железа. В НоЕсз(ВОз)4 магнитные моменты железа антифер-ромагнитно упорядочиваются при Тдг « 38 К и при понижении до температуры Твн ~ 4.7 К лежат в базисной плоскости, как и магнитные моменты ионов Но3+. При Тш « 4.7 К происходит спонтанный спин-переориентационный переход, в результате которого магнитные моменты Ее- и Но-под-систем становятся ориентированными вдоль триго-
нальной оси с [14 16]. Таким образом, в результате конкуренции разных вкладов от ионов 8т3+ и Но3+ в магнитную анизотропию замещенного фер-робората Sni1_3.H03.Fe3 (ВОз )4 возможно возникновение спонтанных и индуцированных магнитным полем сшш-псрсориентационных переходов от оси с к плоскости иЬ, подобно недавно обнаруженным для Nd1_3.Dy-3.Fe3(ВОз)4 (.;; = 0.1, 0.15, 0.25) [4,17,181-
Повышенный интерес к ферроборату 8шГсз(ВОз)4 также обусловлен тем, что в нем обнаружен гигантский магнитодиэлектрический эффект [12]. Гигантское (более чем в три раза ) уменьшение диэлектрической проницаемости происходит в магнитном поле около 5 кЭ, приложенном в базисной плоскости кристалла. В работе [19] теоретически исследованы спонтанный и индуцированный магнитным полем В || а спин-псрсориснтационные переходы в НоГсз(ВОз)4, а также спии-флоп-переход при В || с. Показано, что спонтанный спин-переориентацпонный переход является магнитным аналогом эффекта Яна Тол-лора. Определены параметры кристаллического поля для иона Но3+ в НоГсз(ВОз)4 и параметры обменных Но Го- и Ко Ге-взаимодоиствии.
Данная работа посвящена экспериментальному и теоретическому исследованию низкотемпературных магнитных свойств 8п1о.7Ноо.зГоз(ВОз)4, сравнению полученных экспериментальных данных с результатами расчетов, проведенных в рамках единого теоретического подхода, и определению параметров соединения.
2. ЭКСПЕРИМЕНТ
Монокристаллы выращивались из растворов-расплавов на основе тримолибдата висмута 80 масс. % {Ш2М03О12 - ЗВ203 - 0.6f(l-jr)Sm203 + — ХН02О3]} — 20 масс, л S11i1_3.H03.F03 (ВО3 к по технологии, подробно описанной в работе [5]. В растворе-расплаве массой 150 г одновременно на четырех затравках размером примерно 1 мм3 росли кристаллы в одинаковых гидродинамических условиях. Кристаллодержатоль вращался со скоростью 30 об/мин реворсивно с периодом 1 мин. Величина переохлаждения соответствовала приросту не более 1 мм/'сут. По окончании процесса выращивания кристаллодержатоль приподнимался над раствором-расплавом и кристаллы охлаждались до комнатной температуры при отключенном питании печи. Выращенные кристаллы размером 6-10 мм имели небольшую треугольную грань
{0001} пинакоида перпендикулярную оси С3. Образцы необходимых ориентаций изготавливались в соответствии с морфологией кристалла. Они имели хорошее оптическое качество и не содержали видимых дефектов. Для определения содержания самария и гольмия в кристалле использовался рентгоноспектральный флуоресцентный анализ. Магнитные измерения были выполнены на установке Physical Properties Measurement System (Quantum Design) в температурном интервале 2 300 К и магнитных полях до 9 Т.п.
3. МЕТОДИКА РАСЧЕТОВ
За магнитные свойства ферроборатов S11i1_3.H03.F03 (ВОз )4 ответственны обе магнитные подсистемы, редкоземельная (самариевая и гольмиевая) и железная, взаимодействующие друг с другом. Взаимодействием внутри R-подсистемы можно пренебречь, поскольку ни один из ферроборатов и изоструктурных им алюмоборатов не демонстрирует собственного упорядочения в редкоземельной подсистеме. Железная подсистема может рассматриваться как совокупность двух антиферромагнитных подрешеток. Также в виде двух подрешеток может быть представлена и R-подсис-тома, подмагниченная за счет / (/-взаимодействия.
При расчетах использовался теоретический подход, успешно примененный к ферроборатам RFo3(B03)4 с R ТЬ [20], Nd [21], Dy [22], Pr [23], Но [19], Er [24] и ферроборатам замещенных составов Nd1_3.Dy-3.F03 (ВО3 к [17,18] и ТЬо.збЕго 75F03(ВОз )4 [24]. Данный теоретический подход основывается на модели кристаллического поля для R-подсистемы и приближении молекулярного поля.
Исходя из магнитной структуры и иерархии взаимодействий Sni1_3.H03.Fe3 (ВОз )■!. в присутствии магнитного поля В эффективные гамильтонианы R./Fo иона ¿-й (¿ = 1,2) подрешетки могут быть записаны следующим образом:
ЩR) = HfF + i/5//BJ? [в + A?dMf] , (1)
Hi(Fc)=gs,lBSi [B + AMf + + (1 - .c)A^mfn + .cA^'mf0] , (2) ./ = 1,2, j /
Здесь H( F гамильтониан кристаллического поля, 9j фактор Ландо, jf оператор углового момента R-iioiia, gs = 2 .д-фактор, S, оператор
7 ЖЭТФ, выи. о (11)
929
спинового момента иона Го, Л^ < 0 и Л < 0 молекулярные константы антиферромагнитных И Го- и Го Гс-взаимодействий.
Магнитные моменты ¿-й железной М?с и редкоземельной т? подрешеток в расчете на формульную единицу определяются соотношениями
= -3.9.,М8г), т« = -д*,,в{3*). (3)
Правая часть уравнения для Мр' представляет собой соответствующую функцию Бриллюэна, которая получается в случае эквидистантного спектра 5-иоиа Ге3+ для теплового среднего {5',). Ион Ге3+ в КГез(ВОз)4 находится в высокоспиновом состоянии [25], это дает максимальное значение магнитного момента иона 5(¿в •
Локальная симметрия окружения иона Но3+ в НоГез(ВОз)4 при высоких температурах описывается точечной группой Д. Вблизи Т = 420 К в НоГез(ВОз)4 имеет место структурный переход [25], однако понижение симметрии, по-видимому, мало влияет на термодинамические свойства НоГез(ВОз)4 аналогично тому, как это имеет место в С(1Ге3(ВОз)4 при структурном переходе при Т = 156 К [26]. В 8шГоз(ВОз)4 структурный фазовый переход с понижением симметрии отсутствует. Информации о наличии возможного структурного перехода в ферроборатах 8ш1_3.Но3.Гез(ВОз)4 нет. Тогда для 8п1о.7Ноо.зГоз(ВОз )4 можно полагать, что при понижении температуры или указанная симметрия сохраняется, или появляющиеся отклонения от симметрии 2?з настолько малы, что не влияют на термодинамические свойства. В установке Вайборна для группы Дз [27], когда тригоналыгой осыо является ось с, а ось симметрии второго порядка совпадает с осыо о, выражение для гамильтониана кристаллического поля Н( р в неприводимых тензорных операторах С* имеет вид
HCF = в*с*
B¡C¡
B¡(Ct
Biel
B?, (¿U — 3
c!) + Bi(c% + cl
(4)
Параметры кристаллического поля для ионов 8ш3+ и Но3+ в 8п11_3.Но3.Гоз(ВОз)4 не известны. Также нет определенной информации о расщеплении основного мультиплета ионов 8ш3+ и Но3+ в 8п11_3.Но3.Гоз(ВОз)4. Из спектроскопических исследований [10] известно, что расщепление основного дублета иона 8ш3+ в 8тГез(ВОз)4 составляет Д = 13.2 см-1, а нижняя часть мультиплета иона 8т3+ характеризуется значениями энергий 0, 135, 220 см-1. Параметры кристаллического поля для
иона Но3+ в НоГез(ВОз)4, которые позволили описать обширные экспериментальные данные магнитных свойств, были найдены в работе [19]. Отметим, что для иона Sm3+ гамильтониан кристаллического поля (4) имеет всего три члена (с Bg, B¡} н Д|), так как матричные элементы отличны от нуля только при к < 2J, т.е. в случае Sin (J = 5/2) к < 5 (см., например, работу [28, с. 29]).
Вычисление величин и ориен
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.