WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 9 Соотношение магнитных и структурных факторов при фазовых переходах в сплавах на основе MnAs © С.К. Асадов, Э.А. Завадский, В.И. Каменев, E.P. Stefanovskii, А.Л. Сукстанский, Б.М. Тодрис Донецкий физико-технический институт Академии наук Украины, 83114 Донецк, Украина Department of Physics Ben–Gurion University of the Negev, P.O.B. 653, Beer-Sheva, 84105, Israel E-mail: asadov@host.dipt.donetsk.ua (Поступила в Редакцию 25 февраля 2000 г.) Проведен феноменологический анализ магнитных и структурных фазовых состояний, наблюдающихся в сплавах на основе арсенида марганца в широком интервале температур и давлений. Экспериментально обнаружены особенности реализации уникальных фазовых переходов 1-го рода из парамагнитного и метамагнитного состояний в ферромагнитное, обусловленные магнитострикционной блокировкой процесса зародышеобразования при условии отсутствия границы лабильности парамагнитной фазы и термодинамического ”запрета” на переход из метамагнитного состояния. Предложена модель фазового поведения сплавов на основе арсенида марганца, последовательно учитывающая взаимосвязь их магнитных, структурных и упругих свойств, а также специфику смены фазовых состояний в реальных кристаллах.

Результаты многочисленных экспериментальных ис- диаграмме (cd f и klm на рис. 1) имеют особую форму следований арсенида марганца (MnAs) в широком ин- кривизны. Однако возможность появления в MnAs фаз с тервале температур T и давлений P [1–4] обобщены другим магнитным упорядочением не рассматривалась.

на фазовой P-T -диаграмме (рис. 1). Как видно из В настоящей работе проведен последовательный террис. 1, при атмосферном давлении реализуются три модинамический анализ всех экспериментально наблюфазы с различными магнитными и структурными харакдаемых в арсениде марганца фазовых состояний, в том теристиками: парамагнитные гексагональная PM(B81) и числе и фаз с модулированной длиннопериодической ромбическая PM(B31), а также ферромагнитная гексагомагнитной структурой MMS. Построена обобщенная нальная FM(B81) фазы. Воздействие гидростатического фазовая диаграмма равновесных магнитных и струкдавления существенным образом влияет на устойчивость турных состояний. Экспериментально выявлены особенуказанных фаз и приводит к появлению трех новых ности реализации ФП, обусловленных существованием состояний с ромбической симметрией кристаллической метастабильных состояний. На основании сопоставления решетки: ферромагнитной FM(B31) и двух метамагнитрезультатов анализа и экспериментальных данных предных модулированных длиннопериодических MMS(B31) и ложена непротиворечивая картина фазовых переходов, MMS (B31) структур.

наблюдаемых в MnAs.

Для объяснения магнитных и структурных превращений, реализующихся в MnAs, было предложено несколько теоретических моделей [5–9]. Наиболее последовательной и результативной оказалась концепция определяющей роли конкурирующего взаимодействия двух параметров порядка: магнитного, описывающего возникновение ферромагнитного упорядочения, и структурного, характеризующего ромбические искажения кристаллической решетки [9]. В [9] и последующих публикациях [10,11], развивающих эту концепцию, были даны ответы на три весьма важных с точки зрения физики магнитных явлений вопроса, связанных с уникальным поведением MnAs при фазовом переходе (ФП) FM(B81) PM(B31). Во-первых, почему магнитный переход порядок–беспорядок является фазовым переходом 1-го рода. Во-вторых, почему вопреки соображениям релятивистской магнитострикции повышение магнитной симметрии при этом переходе от ферромагнитной к парамагнитной сопровождается понижением симметрии кристаллической решетки от гексагональной до ромби- Рис. 1. Экспериментальная фазовая P-T -диаграмма магнитческой. И наконец, почему линии этого ФП на P-T- ных и структурных состояний арсенида марганца.

8 1650 С.К. Асадов, Э.А. Завадский, В.И. Каменев, E.P. Stefanovskii, А.Л. Сукстанский, Б.М. Тодрис 1. Модель внешнего магнитного поля, полями размагничивания пренебрегаем).

Для феноменологического описания наблюдаемых В общем случае в выражении для полной плотноструктурных и магнитных состояний и ФП между ни- сти неравновесного термодинамического потенциала tot ми термодинамический потенциал системы MnAs, сле- системы MnAs необходимо включить также плотность дуя работам [9–11], построим, используя два параме- упругой энергии u, связь упругих деформаций со тра порядка: структурный и магнитный. Они описы- структурными искажениями u и плотность энергии вают появление ромбических искажений и магнитно- магнитострикции mu. Слагаемое u принимает вид го упорядочения соответственно. В качестве параметра 1 1 структурных искажений выбираем отличную от нуля u = k0u2 + kzu2 + k1(uxx - uyy)11 zz 2 2 компоненту трехмерного параметра порядка, соответствующую одному из трех лучей звезды волнового + k0zu11uzz + Pu11 - T (v0u11 + v2uzz). (4) вектора k = b1/2. Это обусловлено тем, что при ФП 2-го рода PM(B81) PM(B31) изменение простран- Здесь uik — компоненты тензора упругой деформации ственной симметрии P63/mmc Pnma, происходящее в решетки, k0, kz, k1, k0z — упругие модули, P —внешнее результате смещения ионов Mn и As из симметричных гидростатическое давление. Последнее слагаемое харакпозиций [3,12], реализуется именно по одному из трех теризует тепловое расширение.

лучей неприводимого представления i4 (k = b1/2) [13] Слагаемое u построим из так называемых смешангруппы P63/mmc. Понижение симметрии сопровождает- ных инвариантов, которые наряду с содержат компося образованием доменов, которые отличаются друг от ненты uik друга поворотом на 120 в плоскости гексагонального базиса [3] и знаком параметра. Следовательно, между u = 2 0u11 +zuzz +1(uxx - uyy). (5) доменами существуют переходные области — доменные Здесь 0, 1, z — параметры, характеризующие связь границы (ДГ), в пределах которых значения параметра упругих деформаций со структурными искажениями.

изменяются.

Наконец, плотность энергии магнитострикции Тогда, учитывая возможность описания неоднородного пространственного распределения параметра (случай mu = m2(0u11 + zuzz). (6) малых градиентов), плотность термодинамического потенциала структурных искажений имеет вид Здесь 0 и z — постоянные магнитострикции, составленные из смешанных инвариантов, описывающих связь 1 1 = (/xi)2 + a 2 + b 4. (1) магнитной подсистемы с кристаллической решеткой.

2 2 Таким образом, выражение Здесь, a и b — феноменологические параметры tot = +m +m +u +mu +u (7) теории.

В качестве магнитного параметра порядка можпредставляет собой полную плотность неравновесного но использовать неприводимые магнитные вектора m = M1 + M2 + M3 + M4 и l = M1 - M2 - M3 + M4 термодинамического потенциала, позволяющую описать все возможные фазовые состояния системы MnAs и ФП (Mi — намагниченность четырех подрешеток). В этом между ними.

случае запись полных плотностей термодинамических Поскольку температуры структурного потенциалов магнитной подсистемы m и взаимодейPM(B81) PM(B31) (Tt = 400 K) и магнитоструктурноствия магнитных характеристик со структурными искаго PM(B31) FM(B81) (Tc = 303 K) ФП существенно жениями m принимает вид отличаются, то возникает вопрос о правомерности разложения tot одновременно по m и вблизи Tc, где 1 1 1 m = m(m/xi)2 + amm2 - bmm4 + dmпараметр, вообще говоря, может быть большим.

2 2 4 Экспериментальные данные по температурной зависимости обратной магнитной восприимчивости + 1(l/xi)2 + 1l + mH, (2) 2 MnAs -1(T ) свидетельствуют о том, что это линейная функция. Поскольку, согласно [9], -1 am + 2, то и коэффициент am и величина 2 линейно зависят m = m(l/xi) +l(m/xi) + m22. (3) от температуры. Это означает, что 2 1, так как в (Градиентные слагаемые по m и l включены по тем противном случае основную роль играли бы старшие же причинам, что и в (1)). Все феноменологические члены разложения по, которые привели бы к постоянные в (2) и (3) имеют обменное происхожде- нелинейной температурной зависимости 2. Поскольку ние: am, bm, d, m, 1, 1, — положительны, знак 2 |a|/(b), то малость 2 свидетельствует о малопостоянной — несуществен. Последнее слагаемое в (2) сти коэффициента |a| во всем интервале температур определяет зеемановскую энергию (H — напряженность от Tt до Tc. Этот результат физически обусловлен тем Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Соотношение магнитных и структурных факторов при фазовых переходах... обстоятельством, что структурные изменения в MnAs Вводя новые переменные определяются электронной структурой кристалла Q2 = q2(1/1), = 22/(m1) (11) (геометрией поверхности Ферми), которая при этих температурах изменяется достаточно медленно.

и минимизируя по несущественному параметру l с учеДля построения обобщенной картины равновесных том Q2 1 (напоминаем, что мы рассматриваем лишь структурных и магнитных состояний и ФП между ними, случай малых пространственных неоднородностей), имев которой бы учитывалось наличие модулированных ем окончательное выражение для плотности неравновесмагнитных структур, воспользуемся термодинамическим ного термодинамического потенциала в системе MnAs в потенциалом, представленным выражением (7). Отмевиде тим, что неоднородность структурных искажений, как упоминалось ранее, возникает вследствие разбиения кри1 1 1 2 = a(T, P) + b + am(T, P)m2- bmmсталла на кристаллографические домены при понижении 2 4 2 симметрии решетки P63/mmc Pnma и локализуется в 1 1 доменных границах. Очевидно, наличие ДГ практически 2 + dmm6+ m2+ Q2m2 1- (1-Q2). (12) 6 2 не влияет на равновесные фазовые состояния внутри доменов, поэтому при анализе (7) не будем рассматривать Здесь феноменологические параметры a(T, P), b, и слагаемые, содержащие /xi. Перейдя к равновесным являются комбинациями параметров исходного потенцизначениям uik, перепишем (7) в следующем виде:

ала (8), а именно tot =0 + a (T, P)2 + b 4 + m(m/xi)a(T, P) =a (T, P)m1/2, b = b (m1/2)2, 1 1 + am(T, P)m2 - bmm4 + dmm6 + 1l = (m1/2), = 2(m1/1). (13) 2 4 При стандартном исследовании термодинамического + 1(l/xi)2 + 2mпотенциала (12) для нахождения его равновесных состояний и областей их устойчивости оказывается, что в + m(l/xi) - l(m/xi). (8) системе реализуются лишь пять типов состояний, характеризующихся следующими комбинациями параметров Феноменологические коэффициенты a, b, 1, m, m, и Q:

am, bm, dm, 1, и в (8) являются результатом перенормировки соотвествующих коэффициентов, входящих m = 0; = 0; Q = 0.

в выражения (1)–(6). Величина 0 определяет начало m = 0; = 0; Q = 0.

отсчета термодинамического потенциала. Оси декартовой системы координат x, y, z совпадают с ромбическими m = 0; = 0; Q = 0.

осями a, b, c соответственно.

Обратим внимание на последнее слагаемое в выраже- m = 0; = 0; Q = 0.

нии (8). Инварианты — линейные по первым пространm = 0; = 0; Q = 0. (14) ственным производным от неприводимых магнитных векторов системы и их конкуренция с квадратичными Очевидно, что первому типу состояний соответствуинвариантами при определенных соотношениях между ет фаза PM(B81), второму — PM(B31), третьему — феноменологическими постоянными теории приводят, FM(B81), четвертому — FM(B31) и, наконец, пятому — как будет показано далее, к появлению MMS с кри- MMS(B31). Взаимное расположение состояний на фазосталлической симметрией Pnma (так называемой двойной вой диаграмме системы MnAs в переменных am и a спирали) с волновым вектором структуры q вдоль a-оси.

показано на рис. 2.

Решение задачи о равновесных структурных и магнит- Подчеркнем, что фаза MMS(B31) может быть реалиных состояниях потенциала (8) ищем в виде зована лишь при структурных искажениях 2 1, в то время как фаза PM(B31) существует при любых = const, (9) исходной фазы, а FM(B31) — в интервале 0 2 1.

Из фазовой диаграммы (рис. 2) можно сделать заmy = m sin(qx); mz = m cos(qx);

ключение о возможных ФП в рассматриваемой системе MnAs и о характере этих переходов.

ly = l sin(qx-); lz = l cos(qx-); = const. (10) ФП 1-2, т. е. PM(B81)-PM(B31), происходит на лиОтмеченный выше инвариант в (8) при учете (10) приво- нии a = 0, am 3/16(b2 /dm) на участке от точки K и m дит к образованию MMS типа простой двойной спирали, имеет характер ФП 2-го рода.

а также фиксирует взаимную перпендикулярность m и l ФП 1-3, т. е. PM(B81)-FM(B81), имеет место на (т. е. = ±/2), что является естественным следствием линии a 0, am = 3/16(b2 /dm) на участке от точки K m используемого нами обменного приближения. и представляет собой ФП1-го рода.

8 Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 1652 С.К. Асадов, Э.А. Завадский, В.И. Каменев, E.P. Stefanovskii, А.Л. Сукстанский, Б.М. Тодрис наблюдается на линии df (рис. 1). Однако необходимо напомнить, что при построении теоретической P-T -диаграммы не учитывалось наличие = const в кристаллографических ДГ, что вполне оправдано при рассмотрении равновесных фазовых состояний (хотя бы из-за малости занимаемого ДГ объема в кристалле) и недопустимо при анализе механизмов ФП. Как оказалось, даже качественный учет роли ДГ в представленном выше теоретическом анализе позволяет установить непротиворечивую схему фазовых превращений, объясняющую как смену фаз MMS(B31)-FM(B81), так и проявление обнаруженного нами процесса блокировки FM(B81)-состояния.

Согласно этой схеме на линии df P-T-диаграммы (рис. 1) ФП MMS(B31) FM(B81) происходит через промежуточное PM(B31)-состояние, которое в этой области P-T -диаграммы является метастабильным относительно фазы FM(B81). Объем образца пронизан сетью междвойниковых границ, где значение структурного параметра = 0. Именно такие ДГ являются центрами зародышеобразования фазы FM(B81) [11]. Поэтому в зависимости от результата взаимодействия зародышей фазы FM(B81) с матрицейPM(B31)-состояния либо рост зародышей будет заблокирован, либо магнитная фаза как более стабильная распространится на весь объем Рис. 2. Обобщенная теоретическая фазовая диаграмма магнитных и структурных состояний арсенида марганца. кристалла.

2. Экспериментальные результаты ФП 1-4, т. е. PM(B81)-FM(B31), и ФП 1-5, т. е.

и их обсуждение PM(B81)-MMS(B31), не имеют места.

ФП 2-3, т. е. PM(B31)-FM(B81), происходит на Рассмотрим случай, когда возникающее PM(B31)-солинии 3a2 = bmm2(bmm2 - 4am) на участке между 3 стояние сохраняется как метастабильное, т. е. происходит точками K и F и является ФП 1-го рода. Здесь блокировка FM(B81)-фазы. Иллюстрацией такого явлеm3 = {(1/2dm)[bm +(b2 - 4amdm)1/2]}1/2 —равновесное m ния служат результаты измерения температурной завизначение параметра магнитного порядка фазы FM(B81).

симости параметров кристаллической решетки (ПКР) ФП 2-4, т. е. PM(B31)-FM(B31), происходит на лисоединения Mn0.99Fe0.01As (рис. 3, a). Известно, что нении am = a+3b2 (1+2b/bm)216dm на участке между m значительное замещение в арсениде марганца атомов Mn точками F и G иявляется ФП1-го рода. Здесь = /b.

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.