WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. 4 Магнитная анизотропия, переход первого рода и парадокс Брауна в соединениях редкоземельных металлов © Ю.П. Ирхин Институт физики металлов Уральского отделения Российской академии наук, 620219 Екатеринбург, Россия E-mail: Irkhin@imp.uran.ru (Поступила в Редакцию 5 апреля 2002 г.

В окончательной редакции 20 августа 2002 г.) Рассматривается аномальное поведение (FOMP) кривых намагничивания высокоанизотропных соединений редкоземельных металлов. Отмечается, что объяснение FOMP за счет вклада высших констант Ki магнитной анизотропии большой величины противоречит точечному приближению теории кристаллического поля.

Предлагается альтернативное объяснение на основе многоподрешеточной модели, в которой используются подрешеточные константы k только первого порядка, определяемые из независимых экспериментальных j данных по ЯМР. Прямые вычисления дают удовлетворительное объяснение FOMP в Tb2Fe17. Обсуждается возможная связь FOMP с парадоксом Брауна в теории доменной структуры и коэрцитивной силы.

Работа финансировалась грантом Российского фонда фундаментальных исследований № 02-02-16440.

К настоящему времени опубликовано большое число В рамках модели КП в точечном приближении с поморабот по исследовнию магнитных свойств редкоземель- щью формул теории КП (см. (4) и (5)) легко показать, ных металлов (РЗМ), имеющих аномальную зависи- что Kn/K1 1.

мость (типа скачка) намагниченности m от внешнеKn r2n n f (J) f 2n го поля H, получившую название FOMP (First Order =, n = 1, 2, 3, (1) K1 f r2 R2(n-1) 1 f (J) 2 Magnetization Process). Впервые эффект FOMP наблюдался на кубических кристаллах еще в 1936 г. Бозорпоскольку (например, для Tb) произведение отношетом [1]. Позднее он был открыт во многих высокоанизония коэффициентов Стивенса n/1 10-2 (n = 2) = тропных соединениях РЗМ: сначала в системе RCo5 [2,3], и r2(n-1) /R2(n-1) (0.5)2(n-1) ( r — средний радиус f f а затем в системах R2Fe14B (см. обзор [4]), R2Fe17 [5–8] f -оболочки, R — расстояние до ближайших соседей) и в некоторых других [9,10].

оказывается гораздо меньше, чем f (J)/ f (J), где 2 2n Проблема FOMP представляет интерес в двух отноf (J) — известные полиномы моментов J ионов РЗМ.

шениях. Во-первых, остается неясным механизм этого Так, для Tb формула (1) дает величину 10-2 для n = 2, эффекта. Во-вторых, как следствие возникает вопрос, что не согласуется с данными табл. 2.

насколько применимы результаты изучения FOMP для определения физических параметров, введенных для его m Таблица 1. Параметры Anp (в рамках точечного приближеописания. В существующей литературе общепринятой m ния КП) и An (полученные из магнитных данных работы [12]), является модель магнитной анизотропии (МА), предлопересчитанные в K для R2Fe14B женная в работе [11] и основанная на учете констант МА высшего порядка. Последнее позволяет получить n, m R Параметр фазовый переход первого рода для намагниченности, 2, 0 4, 0 6, 0 6, а также значения параметров кристаллического поля m m (КП) An (из кривых намагниченности m(H)). В табл. Pr An 82.6 -0.96 -0.15 -0.m приведены данные для R = Pr и Tb в соединениях Anp 550 -0.48 0.001 0.m R2Fe14B [12]. Видно, что подгоночные параметры An для m Tb An 84 -0.98 -0.021 -0.m n = 2 меньше, а для n = 6гораздобольше Anp, вычисленm Anp 560 -0.49 0.001 0.ных в точечном приближении теории КП. Аналогичный результат был получен в работе [5] для Tb2Fe17, где подгоночные значения констант МА K2, K3 (табл. 2) Таблица 2. Значения подгоночных констант МА Tb (в J / kg) для Tb2Fe17 в двухподрешеточной модели [5] без учета (верхоказались на порядок больше, чем K1.

няя строка) и с учетом(нижняя строка) изгибания подрешоток Таким образом, учет константы только первого порядка оказывается недостаточным для объяснения FOMP, K1 K2 Kа величина констант высшего порядка Ki, необходимых для описания эксперимента, должна быть очень большой -65 800 --200 1300 -во многих случаях.

Магнитная анизотропия, переход первого рода и парадокс Брауна в соединениях... Таким образом, слишком большие значения K2, K3, K4, необходимые для объяснения FOMP, находятся в противоречии с теорией КП. Имеющаяся в литературе гипотеза [13], согласно которой основной вклад в КП вносят не ионы ближайших соседей, а 5d, 6p-состояния самого редкоземельного (РЗ) иона, недостаточно разработана и вызывает возражения [13,14]. Поэтому в настоящей работе мы предлагаем альтернативную модель для вычисления МА, основанную на реальной многоподрешеточной структуре [15], и вводим подрешеточные константы МА без учета констант высшего порядка. Такой подход имеет принципиальное преимущество, так как локальные подрешеточные константы могут быть определены экспериментально из ЯМР и эффекта Мессбауэра, что позволяет проводить расчет практически без введения подгоночных параметров.

Рис. 1. Магнитная структура Tb2Fe17 (показана схемати1. Намагниченность и МА чески) для антиферромагнитного обменного взаимодействия трехподрешеточного магнетика подрешеток Tb и Fe. Все магнитные моменты лежат в одной плоскости, поскольку при учете первых констант МА энергия Энергия многоподрешеточного одноосного магнетика МА не зависит от азимута.

с учетом только первых констант МА ki (i — номер подрешетки) может быть записана в виде суммы обменной энергии Eex, энергии анизотропии EA и энергии EH во внешнем поле H Здесь поле H направлено по оси z ; величины 1 - xi взяты со знаками „+“ или „-“ в соответствии со знаE = Eex + EA + EH = - Ii, j cos i, j i= j ком cos i; углы 2, 3 расположены в третьей четверти (рис. 1), а 1 — в первой.

+ ki sin2 i - miH cos i, (2) Уравнения (3) являются иррациональными, число их i i корней зависит от коэффициентов в (3).

где Ii, j — обменный интеграл между подрешетками Наиболее интересным из соединений R2T17, с нашей i, j = i - j, i — полярный угол подрешетки i, mi — точки зрения, является Tb2Fe17 (рис. 1). Во-первых, ее магнитный момент.

для него исследована зависимость m(H) на монокриДалее ограничимся случаем трех подрешеток и бусталле в широком интервале полей до 35 T, причем дем рассматривать конкретно гексагональную структуру в области 3.2-4.9 T наблюдалась сильная аномалия R2T17. Пусть i = 1 будет соответствовать подрешеттипа FOMP [5]. Во-вторых, как уже отмечалось выше, ке T, а i = 2 и 3 — подрешеткам b и d РЗ-ионов.

проведенные авторами [5] расчеты с учетом высших конВ соответствии с экспериментом будем считать, что стант МА смогли описать эту аномалию только с очень I12 = I13 = I, а I23 I, так что последним можно большими значениями K2, K3 и K4 (табл. 2). Наконец, пренебречь, положив в (2) I23 = 0.

для Tb2Fe17 имеются данные ЯМР для параметров КП, Отметим, что в нашем случае зависимость Eex от позволяющие независимо определить константы МА для разности азимутальных углов i подрешеток выпадает РЗ-подрешеток. Для подрешетки Fe они могут быть из требования экстремума полной энергии по переменвзяты, как обычно, из данных для соединения Y2Fe17, ным i, которое дает i = 0 при условии независимочто решает проблему определения коэффициентов систи энергии МА от.

стемы (3).

Значения углов i, соответствующие экстремуму энерПодрешеточные константы МА могут быть определегии (2), могут быть найдены из уравнений E/i = ны по формулам (см., например, [15]) -I f (x1, x2, x3) +2k1x1 1 - x2 + m1Hx1 = 0, K = -3A2 r2 J(J - 1/2)NL, (4) f 3cos2 R - I f (x1, x2) - 2k2x2 1 - x2 + m2Hx2 = 0, 2 A2 = - Q(R), (5) 2RR I f (x1, x3) - 2k3x3 1 - x2 + m3Hx3 = 0, (3) 3 где A2 — параметр КП в единицах K/a2, a0 —радиус Бора, NL — число формульных единиц в 1 cm3, при перегде f = f + f, f = x1 1 - x2 + x2 1 - x2, f = 1 2 3 2 2 воде K в J используется соотношение K = 1.38 · 10-23 J.

= x1 1 - x2 + x3 1 - x2, xi = sin i.

Для Tb2Fe17 NL = 3.87 · 1021 cm-3.

3 Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. 678 Ю.П. Ирхин шетками Fe и R имеет величину 2.5 [5]. Расчетная неколлинеарность между РЗ-подрешетками ( 20) несколько больше из-за разных знаков констант МА этих подрешеток. Экспериментальные данные в последнем случае отсутствуют.

В работе [5] для параметра обмена IRT была взята величина 0.96 · 10-22 J, что соответствует -10 J / cm3.

В нашем расчете для удовлетворения условия малой неколлинеарности возьмем I = -30 J / cm3. Добавляя последнее значение к величинам (7), мы можем приступить к численному решению системы (3).

В области этих значений параметров имеется две ветви решений {xi}, совпадающие по модулю при H = 0, а затем сближающиеся в процессе вращения подрешеток во внешнем поле.

Рис. 2. Зависимости m+ (1) и m- (2) от магнитного поля H Зная решения {xi(H)}, мы можем вычислить намагв Tb2Fe17. Коллапс m- при H = 2.2T.

ниченности m±(H) для ветвей, имеющих проекции по и против направления внешнего поля H, по формуле (корни со знаком „+“) m±(H)=± m1 1-x2 - m2 1 - x2 - m3 1-x2 (8) 1 2 и энергиюE±(H) по формуле (2). Значения (7) незначительно варьировались для получения намагниченности более близкой к экспериментальной кривой. На рис. и 3 приведены кривые m±(H) и m(H) = (m+ + m-)/для значений I = -30, k1 = kFe = -3.7, k2 = kTb(2b) = -10.3, k3 = kTb(2d) = 7.8 (все значения в J / cm3), m1 = 36.6, m2 = m3 = 9 µB/f.u.

Как видно из рис. 2, решения (8) имеют существенно различный характер: m+(H) является гладкой функцией и монотонно растет, достигая насыщения при больРис. 3. Расчетная кривая m =(m+ + m-)/2 (m- = m+ при ших H; m-(H) при намагничивании вдоль трудной оси H > Hcr) (1) и экспериментальная кривая [5] (2). Расчетное уменьшается по абсолютному значению и обрывается значение получено FOMP при H = 2.2T.

при H = Hcr. Отметим, что m± даже при H = 0 отклонены на некоторый угол 0 от легкой плоскости, т. е. имеют конусы легких направлений. При увеличении H конус m+ сжимается к оси z, а m- стремится лечь в плоскость, В работе [15] из данных ЯМР для Tb2Fe17 [16] были хотя и не доходит до нее. Самым важным результатом получены следующие результаты для A2 в позициях b является коллапс ветви m- при H = Hcr, что и прии d:

0 водит к скачку m(H = Hcr). При указанных выше знаA2(b) =-253 K/a2, A2(d) =80 K/a2. (6) 0 чениях параметров величина скачка m- 11.6 µB/f.u., Подставляя значения (6) в (4) и используя для kFe веа m 5.8 µB/f.u. при Hcr = 2.1 T, что удовлетворительличину K1(Y2Fe17), окончательно получаем следующий но совпадает с экспериментом [5] (рис. 2 и 3). При этом набор констант МА (в J / cm3):

производная dm-/dH, что указывает на FOMP, однако m+ продолжает плавно расти и выше Hcr (FOMP kTb(2b) =-10.25, kTb(2d) =3.24, kFe -3. (7) = II по классификации [11]).

Для оценки последнего параметра в наших уравнениях — обменного интеграла I — нужно учитывать, 2. О связи FOMP с доменной что он должен быть самым большим, поскольку даже структурой и парадоксом Брауна в больших полях (выше FOMP) сохраняется хорошая коллинеарность подрешеток Fe и R = R(2b)+R(2d), так как момент насыщения при H > 15 T равен 18.6 µB/f.u., Для высокоанизотропных магнетиков, как известно, что совпадает с суммой моментов ионов Fe и R. В об- следует ожидать большой коэрцитивной силы HC, коласти ниже перехода неколлинеарность между подре- торая в идеальных случаях должна достигать величины Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. Магнитная анизотропия, переход первого рода и парадокс Брауна в соединениях... 2K/MS. В действительности наблюдается существенно и может привести к возникновению ДС и образованию меньшее значение HC (парадокс Брауна). В соединениях FOMP. Источником энергии для вращения доменов R2Fe17 при наличии FOMP намагниченность скачком против поля может также служить неравновесность падает до низкой величины при HFOMP = HF (= 3.2T для системы. Отметим, что сильные эффекты вязкости быTb2Fe17). Естественно предположить, что, так же как и ли обнаружены в соединениях РЗМ в [17], а также для парадокса Брауна, этот эффект связан с появлением в [4] (С. 877).

доменной структуры (ДС) ниже HF.

В нашем расчете (как указывалось в разделе 1) поле Необходимо отметить, что в отличие от парадокса FOMP определяется коллапсом ветви m- для доменов Брауна, имеющего место при перемагничивании вдоль обратной фазы. Однако для реализации обратного пелегкой оси, FOMP наблюдается вдоль трудной оси.

рехода из m+ в m- необходима добавочная энергия, В последнем случае появление ДС при размагничивакомпенсирующая разность энергии в поле EH и энернии может существенно облегчаться из-за отсутствия гии анизотропии EA. Источником такой энергии может потенциального барьера между трудным и легким наслужить неоднородность как магнитного, так и криправлениями, связанного с энергией анизотропии. При сталлического состояния образца. В частности, эффекты этом может иметь место и вклад обменной энергии.

пиннинга и зародышеобразования могут играть важную К сожалению, измерения намагниченности в легких роль в этих явлениях [17]. Пиннинг эквивалентен замонаправлениях на полированных образцах отсутствуют, раживанию движения доменных границ, его учет может хотя в трудном направлении в Tb2Fe17 наблюдается увеличить величину скачка вблизи FOMP. Следует также слабый гистерезис (1-2kOe) [5]. Реально скачок размыт отметить факт сохранения доменов обратной фазы до в интервале 1.8 T и достижение насыщения затягивается полей 10 T в ортоферритах и некоторых других соединедо величины 10 T (рис. 3).

ниях РЗМ [18].

В литературе предпринимались различные попытки Таким образом FOMP может быть рассмотрен как объяснения парадокса Брауна, которые сводятся к двум один из случаев проявления парадокса Брауна.

возможностям: 1) существованию областей (включая поНаиболее спорным до настоящего времени остается верхность кристалла) с пониженными значениями МА;

вопрос о спонтанном образовании ДС в идеальном 2) наличию механизма неоднородного вращения намагкристалле без участия внешних факторов (дефектов, ниченности с появлением зародышей обратной фазы поверхности и т. п.). Теоретическое и экспериментальи дальнейшим образованием ДС.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.