УДК 669.1 '71:537.622.4:543.429.3
ОСОБЕННОСТИ ТЕМПЕРАТУРНОГО И ПОЛЕВОГО ПОВЕДЕНИЯ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ УПОРЯДОЧЕННЫХ СПЛАВОВ Fe100 _ xAlx (25 < x < 35 ат. %)
© 2010 г. Е. В. Воронина*, Е. П. Елсуков*, С. К. Годовиков**, А. В. Королев***, А. Е. Елсукова****
*Физико-технический институт УрО РАН, 426000 Ижевск, ул. Кирова, 13 **Научно-исследовательский институт ядерной физики МГУ, 119899 Москва, Воробьевы горы ***Институт физики металлов УрО РАН, 620990 Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18 ****Университет Дуисбург-Эссен, Дуисбург, Германия Поступила в редакцию 01.10.2009 г.
Обсуждаются результаты мессбауэровских и магнитных исследований частично упорядоченных сплавов Бе^о _ xAlx (25 < x < 35 ат. %) в зависимости от температуры и внешнего магнитного поля. Предлагается два варианта интерпретации температурного поведения намагниченности и среднего сверхтонкого магнитного поля на ядре 57Fe в модели коллинеарного магнетика с магнитными неоднород-ностями нанометрового диапазона. В первом предполагается существование кластеров с магнитными моментами, ориентированными параллельно и антипараллельно суммарной намагниченности. Такие температурные аномалии, как немонотонная зависимость намагниченности и сверхтонкого магнитного поля в области 100—200 К, на качественном уровне объясняются стабилизацией релаксационных явлений в кластерах за счет спиновых возбуждений стонеровского типа. Второй вариант основывается на предположении об изменении ориентации спинов, антипараллельных намагниченности, при увеличении температуры.
PACS 76.80. + y, 75.50. Bb
Ключевые слова: упорядочение магнитных моментов, локальный магнитный момент, упорядоченные сплавы Fe—Al, намагниченность, сверхтонкое магнитное поле на ядре 57Fe, температурная зависимость.
ВВЕДЕНИЕ
Концепции и идеи, предлагавшие объяснение природы необычных магнитных свойств упорядоченных сплавов Бе1 _ (25 < х < 36 ат. %), разнообразны [1—4]. Однако можно выделить общие черты и особенности, присущие большинству из них. Одна из концепций связана с предположением о существовании в сплавах магнитных неоднородностей.
Мессбауэровские и магнитометрические исследования [5, 6] привели к выводу о том, что магнитные свойства исследуемых сплавов на микроскопическом уровне определяются существованием в них мелкодисперсных областей: со структурой типа "Бе3Л1" и со структурой типа "БеЛТ'. На основе совокупности данных нейтронографического эксперимента [7], был сделан вывод о присутствии ферромагнитных Ре3Л1-подобных областей, состоящих из атомов Бе с числом атомов Бе в их ближайшем окружении кРе > 4 (которые, примерно, составляли 36% всего объема материала), и областей, состоящих из атомов Бе с кРе < 4. При низкой температуре магнитные моменты кластеров этих двух типов направлены
противоположно друг другу, при повышении температуры области с kFe < 4 показывают суперпарамагнитное поведение. Недавние нейтронографические исследования упорядоченных по В2 типу сплавов Fe—Al с концентрациями 34—43 ат. % Al [8] подтвердили существование пространственных корреляций магнитных моментов с длиной когерентности ~5 нм, которые были интерпретированы в представлении волн спиновой плотности.
Другая наиболее распространенная и, фактически, доминирующая в настоящее время концепция магнетизма в этих сплавах связана с определением их магнитной структуры как микротомагнетика или кластерного спинового стекла [2, 9, 10]. На основе совокупности наблюдений была установлена магнитная фазовая диаграмма этих сплавов, состоявшая из областей парамагнитной, ферромагнитной фаз и состояния спинового стекла, с тройной критической точкой — около 30 ат. % Al [2, 7]. Согласно принятой в настоящее время версии магнитной фазовой диаграммы упорядоченных Fe100 _ xAlx сплавов [2], сплавы с содержанием Al 27 < x < 32 ат. % до температуры T~ 90 К находятся в состоянии миктомаг-
нетика, в температурном интервале 90 < T < 170 К — в суперпарамагнитном, а при 170 < T < 400 К—в ферромагнитном состоянии. Отмечалось, что в отличие от канонических спиновых стекол рассматриваемые сплавы Fe—Al не являются разбавленными и показывают высокие температуры магнитных фазовых переходов, что вызвало вопрос о типе взаимодействия, определяющем магнетизм этих сплавов. Отсутствие понимания физического механизма, лежащего в основе перечисленных фазовых переходов в этой системе, стимулировало проведение новых экспериментальных [8] и теоретических исследований [11].
Известны многочисленные примеры описания концентрационного поведения намагниченности рассматриваемых сплавов в терминах магнетизма локализованных электронов [6, 9, 12]. В связи с этим был предложен ряд феноменологических моделей [3, 6, 9, 12], учитывающих экспериментально наблюдаемый эффект локального атомного окружения [13, 14], в которых значение локального магнитного момента на атоме Fe зависит от числа атомов Fe в его ближайшем окружении. В наших работах [15, 16], исходя из результатов комплекса структурных, магнитометрических и мессбауэровских исследований, для частично-упорядоченных сплавов Fe—Al была предложена феноменологическая модель локального магнитного момента на атоме Fe и модель магнитной структуры, в которой предполагалась зависимость величины и направления локального магнитного момента на атоме Fe от количества атомов Al в ближайшем окружении атома Fe. Данная работа, главным образом, сконцентрирована на интерпретации температурной и полевой динамики магнитных характеристик: намагниченности и среднего сверхтонкого магнитного поля на ядре 57Fe, основываясь на предложенной модели магнитной структуры [15] и результатах теоретических исследований [11].
Упорядоченные сплавы Fe—Al получали путем электродуговой плавки в атмосфере очищенного He с последующей гомогенизацией в течение 8 ч при 1373 К. В качестве исходных компонентов использовались высокочистые Fe и Al. Сплавы в упорядоченном состоянии получали после отжига при температурах от 673 до 973 К с последующей закалкой в воду. Специальными термообработками было стабилизировано при комнатной температуре однофазное состояние с DO3 либо В2 типом сверхструктуры. Подробно аттестация образцов методом рент-геноструктурного анализа описана в работе [17]. Химический анализ проводили с помощью атомного эмиссионного спектрометра Spectraflame-Modula D с индуктивно связанной плазмой и вторичного ионного масс-спектрометра МС7201. Концентрация Al в сплавах составляли 26.5 (DO3), 30.0 (DO3) и (£2), 32.6 (£2) и 34.1 ат. % (В2) с погрешностью ±0.3 ат. %. Магнитные измерения выполнялись в
центре магнитометрии ИФМ УрО РАН на SQUID-магнитометре MPMS-XL-5 (Quantum Design) во внешних магнитных полях до 50 кЭ при температурах от 5 до 300 К. 57Fe мессбауэровские спектры снимались с использованием спектрометра в режиме постоянных ускорений с источником 57Co в матрице Cr при температурах 6—700 К. Для вычисления распределения сверхтонкого магнитного поля (СТМП) P(Hf) применялся метод регуляризации [18]. Интервал СТМП от 0 до 3 Т где P(Hhf) соответствует часть спектра без магнитного расщепления учиты-
,-jmax
вался при вычислении Hhf = Г hf HhfP(Hhf) dH заданием Hhf = 0 для P(Hhf) в этом интервале.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ
Магнитометрические исследования частично-упорядоченных сплавов Fe100 _ xAlx [15, 16] обнаружили, что феноменологическим признакам ферромагнитного состояния соответствует поведение магнитных характеристик сплавов с концентрацией Al, не превышающей 26.5 ат. %. Сплавы Fe100-xAlx с концентрацией Al больше 26.5 ат. % показали отсутствие технического насыщения кривых намагничивания в полях до 50 кЭ. Магнитный момент на атом Fe, оцененный из значения удельной намагниченности насыщения, уменьшается с ростом содержания Al в сплавах (рис. 1а). В отличие от результатов работы [19], петли магнитного гистерезиса всех сплавов оказались несмещенными, симметричными, и показали наличие коэрцитивной силы Hc, значения которой приведены на рис. 1б. Следует отметить резкое увеличение Hc для образцов с концентрацией Al x > 26.5 ат. %. Особенностью магнитного гистерезиса является то, что восходящая и нисходящая ветви гистерезисного цикла смыкаются при высоких значениях внешнего магнитного поля ~8—10 кЭ. На ZFC- и FC-кривых всех образцов, за исключением Fe73 5Al265, наблюдается выраженный термомагнитный гистерезис при T < 40 К и максимумы при T ~ 50—250 К (рис. 2а). Сравнительный анализ ZFC- и FC-кривых и намагниченности в цикле магнитного гистерезиса при соответствующих внешнем магнитном поле и температуре показал, что истинной причиной температурного гистерезиса на ZFC- и FC-кривых является полевой гистерезис, т.е. влияние доменной структуры. (ZFC и FC — температурная зависимость намагниченности, полученная в режимах охлаждения образца в нулевом и измеряемом магнитном поле соответственно). Подтверждением этого вывода является отсутствие гистерезиса во внешних магнитных полях, превышающих 8—10 кЭ, т.е. при таких значениях H^, где зависимость намагниченности от поля имеет взаимно-однозначный характер (рис. 2б). Еще одна особенность ст(Т) в FC- и ZFC-циклах, от-
2.0 1.5
Ич
S
1.0
0.5
0
1000 800 600 400 200 0
22
(а)
24 26 28 30 32 Концентрация Al, ат. %
(б)
34
22 24 26 28 30 32 Концентрация Al, ат. %
34
Рис. 1. Средний магнитный момент на атом тРе (а) и коэрцитивная сила Нс (б) в упорядоченных сплавах Ре10о _ ХА1Х зависимости от концентрации А1.
мечавшаяся также ранее в работах [2, 10, 20], — это наличие выраженных максимумов. Причем, если для сплава Ре65.9А1з4.1 это проявляется во внешнем магнитном поле Нвн < 10 кЭ, то в сплавах Ре70А1з0 и Бе67.4А1326 немонотонная зависимость а(7) сохраняется и в поле 10 кЭ. Положение максимумов меняется в зависимости от концентрации сплава. Температурная зависимость динамической восприимчивости х(Т) для сплава Бе70А130 представлена на рис. 3а. При Нвн = 0 х(Т) имеет вид, характерный для антиферромагнетика, и воспроизводит максимум на а(7) при Т» 150 К. На зависимости мнимой части магнитной восприимчивости от температуры х'(Т) также имеет место резкий пик при Т» 70 К и некоторая особенность при Т > 150 К, по
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.