ФИЗИКА МЕТАЛЛОВ И МЕТАЛЛОВЕДЕНИЕ, 2014, том 115, № 3, с. 274-284
УДК 669.864171:539.89:537.62
ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА
МАГНИТНЫЕ ФАЗОВЫЕ ПЕРЕХОДЫ В ФЕРРИМАГНЕТИКЕ DyFe5Al7
ВБЛИЗИ ТОЧКИ КОМПЕНСАЦИИ
© 2014 г. Н. В. Мушников*, Е. В. Розенфельд*, Д. И. Горбунов*, ** ***, А. В. Андреев**
*Институт физики металлов УрО РАН, 620990 Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18 **Институт физики Чешской Академии наук, Чешская Республика, 18221 Прага, На Слованце, 2 ***Кафедра физики конденсированного состояния, Факультет математики и физики, Карлов университет, Чешская Республика, 12116 Прага, Ке Карлову, 5 e-mail: mushnikov@imp.uran.ru Поступила в редакцию 23.04.2013 г.; в окончательном варианте — 01.06.2013 г.
Измерены кривые намагничивания монокристалла ВуРе5Л17 вдоль главных кристаллографических направлений в магнитоупорядоченном состоянии. В модели молекулярного поля определены температурные зависимости магнитных моментов подрешеток Бу и Бе и параметр межподрешеточного обменного взаимодействия. При измерениях вдоль оси легкого намагничивания вблизи температуры магнитной компенсации обнаружены скачки намагниченности, величина и критическое поле которых сильно зависят от температуры. Предложена модель намагничивания ферримагнетика с двумя магнитными подрешетками, связанными слабым межподрешеточным обменным взаимодействием. В рамках модели получены аналитические выражения для кривой намагничивания и критического поля спин-переориентационного перехода. Построена магнитная фазовая диаграмма и определены магнитные структуры, реализующиеся в разных полях при различных температурах. Проведено обобщение модели на случай неколлинеарной подрешетки Бе.
Ключевые слова: редкоземельный интерметаллид, ферримагнетизм, температура компенсации, магнитная анизотропия, магнитный фазовый переход.
бо1: 10.7868/80015323014030073
ВВЕДЕНИЕ
Редкоземельные интерметаллиды со структурой ThMn12 (пространственная группа I4/mmm) широко исследуются в связи с возможностью их использования в качестве материалов для постоянных магнитов [1]. В бинарных системах R—Fe (R — редкоземельный элемент) не существует соединения RFe12, однако при частичном (10—20%) замещении железа другими элементами (Ti, V, Si) эти соединения удается синтезировать. Они характеризуются высокой температурой магнитного упорядочения (ТС), значительной одноосной магнитной анизотропией и многообразием магнитных фазовых переходов [2—4]. При высоких концентрациях замещающих элементов (алюминия) такие сплавы обладают низкими значениями ТС, но демонстрируют целый ряд необычных свойств: сильный температурный и полевой гистерезис, магнитное последействие, инверсию намагниченности вблизи температуры магнитной компенсации [5, 6].
В соединениях RFe5Äl7 со структурой ThMn12 редкоземельные атомы (R) занимают позиции 2а, атомы Fe заполняют позиции 8f и частично 8j, Al
расположен в позициях 8/ и частично 8] [7]. Для Я = Ьи с нулевым магнитным моментом магнитные измерения свидетельствуют о формировании неколлинеарной магнитной структуры в Бе-под-решетке из-за наличия антиферромагнитного обменного взаимодействия между атомами железа в позиции 8/[8]. Соединения с Я = ТЬ, Бу и Ег демонстрируют свойства, характерные для колли-неарных одноосных ферримагнетиков с магнитной анизотропией типа легкая плоскость [6]. Вследствие различия температурных зависимостей магнитных моментов подрешеток в этих соединениях наблюдается компенсация намагниченности при температуре Тсотр.
Недавно был получен монокристалл ЭуРе5Л17, который характеризуется значениями Тс = 231 К и Тсотр = 93 К [9]. На кривых намагничивания монокристалла в направлении [100] в узком температурном интервале вблизи точки компенсации были обнаружены скачки намагниченности. Ранее Кузьминым был проведен анализ кривых намагничивания одноосных высокоанизотропных ферримагнетиков и предложена классификация возможных форм кривой намагничивания [10, 11]. Однако эта классификация не отражает
наблюдаемые особенности скачкообразного намагничивания ЭуРе5Л17 в окрестностях Гсотр. Магнитные фазовые диаграммы кубических фер-римагнетиков и гексагональных ферримагнети-ков с анизотропией типа "легкая плоскость" вблизи температуры магнитной компенсации, ранее исследованные Звездиным и Попковым [12, 13], также не позволяют объяснить наблюдаемые кривые намагничивания. В [9] была предложена упрощенная модель процессов намагничивания ЭуРе5Л17, которая позволила объяснить наличие скачков и качественно интерпретировать их температурное поведение. Вместе с тем часть экспериментально наблюдаемых результатов осталась необъясненной. В настоящей работе проведен детальный анализ поведения магнитной системы в рамках аналогичных подходов. Полученные результаты сравниваются с экспериментом. Проведено обобщение модели на случай возникновения неколлинеарной магнитной структуры в подре-шетке Бе. Определены условия наблюдения магнитных фазовых переходов в данном соединении при низких температурах в сильных магнитных полях.
МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Монокристалл DyFe5Al7 был выращен модифицированным методом Чохральского в трехду-говой печи из стехиометрической смеси чистых элементов. По данным рентгеновского фазового анализа образец представляет собой однофазное соединение со структурой ThMn12. Значения параметров решетки a = 868.9 пм, c = 504.2 пм, хорошо согласуются с литературными данными [5]. Монокристалл был ориентирован с помощью съемки лауэграмм на отражение и огранен для проведения магнитных измерений. Масса ограненного образца составила 30 мг.
Температурные и полевые зависимости намагниченности были измерены вдоль главных кристаллографических направлений [100], [110] и [001] с использованием магнитометра PPMS-14 (Quantum Design) в магнитных полях до 14 Тл в интервале температур 2—250 К.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
Магнитная анизотропия и обменные взаимодействия в DyFeAh
Измерения кривых намагничивания вдоль главных кристаллографических направлений монокристаллического образца при низких температурах позволяют получить наиболее достоверную информацию о типе магнитной анизотропии соединения. На рис. 1 приведены кривые намагничивания монокристалла DyFe5Al7 при различных температу-
4 3 2?
1 -
ч3
о
«2
1 ь 0 3
2 -1 -
4 6 8 ц0H, Тл
Рис. 1. Кривые намагничивания монокристалла ВуРе5Л17 вдоль главных кристаллографических направлений при температурах 2 К (а), 80 К (б) и 100 К (в).
рах. Для ясности на рисунках опущены детали магнитного гистерезиса, которые обсуждены в [9]. Видно, что при температуре 2 К (рис. 1а) образец имеет спонтанную намагниченность вдоль осей [100] и [110], в то время как спонтанная намагниченность вдоль направления [001] отсутствует. Следовательно, результирующий магнитный момент ориентирован в базисной плоскости кристалла. Это согласуется с нейтронографиче-скими данными [6]. Различие кривых намагничивания вдоль направлений [110] и [100] свидетельствует о значительной магнитной анизотропии в базисной плоскости. Поскольку отношение величин спонтанных моментов в этих направлениях равно со8(я/4), можно заключить, что в отсутствие магнитного поля результирующие магнитные моменты подрешеток ориентированы вдоль осей [100].
В магнитных полях до 14 Тл даже при 2 К намагниченность не достигает насыщения и практически
0
0
ч
н 8
о
=>- 4
70
80
90 T, K
100
110
воляет отнести его к переходам типа спин-флоп либо метамагнитным. По-видимому, данный переход является спин-переориентационным.
Чтобы проанализировать процессы намагничивания в разных направлениях монокристалла и количественно оценить критические поля переходов, рассмотрим упрощенную модель магнитной структуры, в которой магнитные моменты редкоземельного металла (R) и переходного 3^-металла (T) формируют две магнитные подрешетки, связанные относительно слабым межподрешеточным обменным взаимодействием nRT. Энергия обменного взаимодействия Fe—Fe довольно велика по сравнению с использованными в эксперименте магнитными полями. Поэтому будем полагать, что величины магнитных моментов подрешеток от поля не зависят, и наблюдаемый парапроцесс связан только с отклонениями моментов в поле от коллинеарного ферри-магнитного упорядочения.
Параметр обменного взаимодействия nRT может быть определен с использованием теории молекулярного поля для двухподрешеточного ферримаг-нетика. Поскольку температуры магнитного упорядочения соединений RFe5Al7 с разными R близки между собой, вклад магнитных моментов редкоземельных атомов в эффективное поле, действующее на ион Fe, относительно невелик. Подрешетка R упорядочивается под действием молекулярного поля, создаваемого подрешеткой Т. В этом случае температурная зависимость магнитного момента подрешетки R определяется взаимодействием R— T:
Mr (T) = Mr (0)Bj
gjJ mol
kKT
(1)
Рис. 2. Температурные зависимости критического поля перехода Н&г (а), изменения намагниченности при переходе АМ (б) и спонтанной намагниченности М8 (в).
линейно возрастает с ростом поля. Значительная магнитная восприимчивость может быть связана со скашиванием магнитных моментов в поле из-за относительно слабого межподрешеточного обменного взаимодействия. Восприимчивость минимальна вдоль направления легкого намагничивания [100], и кривые намагничивания в направлениях [100] и [110] пересекаются в поле 7 Тл.
Вблизи температуры магнитной компенсации на кривых намагничивания вдоль направления [100] наблюдаются скачки намагниченности (рис. 1б, 1в), в то время как вдоль других направлений скачки не обнаружены. Как видно из рис. 2, критическое поле скачка и изменение намагниченности при переходе малы вблизи Тсотр и быстро возрастают как при возрастании, так и при убывании температуры. Небольшая величина изменения намагниченности при переходе не поз-
где — функция Бриллюэна; J — квантовое число полного момента Бу; gJ — фактор Ланде; ЦоНто1 = = пЯТМТ — молекулярное поле на ионе Я, созданное магнитными моментами атомов Т. Его температурная зависимость определяется намагниченностью подрешетки Т:
Hmol(T) = Hmol(0)MJ(T)/MJ(0).
(2)
На рис. 3а приведена температурная зависим
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.