73574

Информация о магнитных свойствах, которая может быть получена из нейтронографических данных (магнитные фазовые переходы, температурные зависимости намагниченности

Лекция

Физика

Зависимость величины намагниченности Co подрешетки от внешнего поля отчетливо видна на рис. Подчеркнем что полевая зависимость спонтанной намагниченности монокристалла ErCo2 измеренная при 36 K с помощью магнитометра имеет вид типичный для парамагнитного состояния.

Русский

2014-12-18

955 KB

0 чел.

Лекция № 9

Информация о магнитных свойствах, которая может быть получена из нейтронографических данных (магнитные фазовые переходы, температурные зависимости намагниченности). Спонтанные, концентрационные и индуцированные спин-переориентационные переходы

На предыдущих лекциях мы обсуждали с Вами как провести нейтронографический эксперимент, как выполнить расчет нейтронограмм, чтобы определить ориентацию и величину магнитных моментов. Сегодня мы рассмотрим с Вами несколько примеров того, какая информация о магнитных свойствах магнетика может быть получена, если нам известны ориентация и величина магнитных моментов атомов, составляющих данный образец. Хотя главная задача, решаемая методом упругого магнитного когерентного рассеяния это определение магнитной структуры, тем не менее, этот метод эффективен и при решении ряда других проблем. Например, зонный метамагнитный переход, определение магнитных формфакторов, установление киральности магнитной структуры и ряд других задач.

1. Магнитная структура. Под определением магнитной структурой понимается установление взаимной ориентации магнитных моментов и их ориентации относительно кристаллографических осей. За 55 лет развития нейтронографического метода было установлено несколько тысяч магнитных структур. Давайте рассмотрим несколько примеров. Рис.1 показывает температурную зависимость намагниченности M и M (вдоль и попрек с-оси) для соединения La0.75Sm0.25Mn2Si2 во внешнем поле 0H = 0.5 kOe.              

                

Рис. 1. Данные магнитных измерений для La0.75Sm0.25Mn2Si2 в поле 0H = 0.5 kOe.   

Как видно, можно выделить три магнитоупорядоченные области с критическими температурами TSm = 14, TAF =160 and TC =305 K. Какие магнитные структуры реализуются при этих температурах? Ответ может быть получен из нейтронограммы (см. рис. 2).

                     

                         Рис. 2. Нейтронограммы La0.75Sm0.25Mn2Si2 при 200 и 350 K 

Рис. 3 представляет магнитные структуры La0.75Sm0.25Mn2Si2, которые установлены из нейтронографии.

                

Рис. 3. Магнитные структуры в La0.75Sm0.25Mn2Si2 (стрелки показывают проекции a, b, и c полного магнитного момента атома.

 

Прежде всего, расчет нейтронограмм указал на существование дальнего магнитного порядка при температурах T >305 K, тогда как согласно данным магнитных измерений, Т =305 К это температура перехода в парамагнитное состояние. В действительности антиферромагнитное упорядочение существует до TN=350 K, в этом случае моменты марганцевых атомов лежат в базисной плоскости, т.е. имеются только a и b компоненты момента. особенностью упорядочения с z- компонентой является отчетливая зависимость типа упорядочения этой компоненты от расстояния между марганцевыми атомами в ab- плоскости. Критическое расстояние, при котором знак обменного интеграла изменяется, составляет 2.85 -2.87 Å. Магнитные моменты ионов Sm упорядочены ферромагнитно при TSm < 14 K и разупорядочены при более высоких температурах.

Другое приложение магнитного рассеяния нейтронов связано с исследованиями магнитных фазовых переходов.

2. Зонный электронный метамагнетизм в соединениях RCo2 

В редкоземельных кубических соединениях со структурой фаз Лавеса RCo2 наблюдается так называемый зонный метамагнитный переход: магнитный момент кобальтовой подрешетки MCo, резко увеличивается до 1 μB, когда эффективное поле Heff, действующее со стороны R ионов на d- электронную подсистему, достигает критического значения Hc70 T. Величина Heff в RCo2 может быть изменена замещением одного сорта R-ионов на другой  R'. Поле Heff = Hmol  H представляет собой сумму молекулярного поля и внешнего приложенного магнитного поля. Молекулярное поле, Hmol, происходит из-за f-d обменного взаимодействия между локализованными f-электронами и зонными 3d- электронами Со, гибридизированными с 5d-электронами редкоземельных ионов. Так как существует две магнитных подсистемы, то изучение зонного метамагнитного перехода с помощью магнитных методик весьма затруднено, напротив, нейтронографический метод, как показали проведенные эксперименты является очень эффективным инструментом в данном случае.

Рис. 4 показывает порошковые нейтронограммы соединения Tb0.1Tm0.9Co2 в отсутствие внешнего поля и во внешнем поле 0= 1 T. Видно, что приложение внешнего поля сопровождается увеличением интенсивностей рефлексов почти в 10 раз. Из расчетов нейтронограмм следует, что намагниченность R подрешетки увеличивается от 3 до 7 B, а Сo-подрешетки от 0.2 to 0.8 B, что и свидетеьствует о метамагнитном зонном переходе.

    Рис. 4. Нейтронограммы соединения Tb0.1Tm0.9Co2 в нулевом поле и в  поле 0= 1 T.

Зависимость величины намагниченности Co подрешетки от внешнего поля отчетливо видна на рис. 5. Эти данные были получены с помощью рассеяния нейтронов на монокристалле ErCo2. Лишь ближний магнитный порядок существует при 36 K. Если приложить внешнее поле 0= 1 T, то намагниченность Co атомов достигает значения 1 B. Подчеркнем, что полевая зависимость спонтанной намагниченности монокристалла ErCo2, измеренная при 36 K с помощью магнитометра, имеет вид, типичный для парамагнитного состояния.

                     

Рис. 5. Полевая зависимость намагниченности Co атомов в монокристалле ErCo2 при 36 K.

3. Спин-переориентационные переходы и анизотропия намагниченности

Магнитные переходы типа порядок – беспорядок изучены в большей степени, чем переходы типа порядок – порядок. К числу последних относятся спин-переориентационные переходы, которые мы сейчас и рассмотрим. Они могут быть спонанными, т. е. происходить при изменении температуры, так и индуцированными, например, приложением внешнего магнитного поля.

Чтобы понять механизм спин-переориентационного перехода мы рассмотрим двухподрешеточный (R+M) магнетик. Подрешетки взаимодействуют между собой. это взаимодействие будем описывать обменным интегралом IR-M. Пусть первые константы анизотропии R- и M-подрешеток имеют разные знаки. для определенности будем считать, что константа анизотропии R подрешетки (KR) положительна, а M подрешетки - отрицательна (KM). Пусть далее KR > KM при низких температурах, тогда полный момент магнетика должен будет ориентироваться вдоль направления оси легкого намагничевания R-подрешетки. Так как намагниченность R подрешетки убывает с температурой много быстрее, чем М намагниченность, то при некоторой температуре будет выполняться условие KR < KM. Тогда, полный момент магнетика повернется от оси легкого намагничевания редкоземельной подрештеки к оси легкого намагничевания М подрешетки, т.е. произойдет спонтанный спин-переориентационный переход. Если кристалл одноосный, например, гексагональный, то вращение магнитного момента будет отчетливо видно на температурных зависимостях интенсивности ряда рефлексов, в частности, с индексами (100), (110) и (001). Рис. 6 показывает такие зависимости в случае монокристалла Tm2Fe17.

                                

                     Рис. 6.  -сканы на Tm2Fe17 монокристалле при 70, 90 и 110 K.

Интенсивность рефлекса (002) увеличивается с температурой на интервале 80 – 100 K, тогда как интенсивность (110) уменьшается (см. рис. 7). Расчет интенсивностей позволяет установить зависимость угла меду направлением момента и осью с от температуры, представленная на рис. 8. Видно. что намагниченности обеих подрешеток, вращаются от с –оси к базисной плоскости, имеет место спин-перориентационный переход типа «легкая ось» –

«легкая плоскость».

                                           

           Рис. 7.  Температурные зависимости интегральных интенсивностей (110) и (002) рефлексов.

                                        

    Рис. 8. Температурная зависимость угла между осью с и намагниченностями Tm- и  Fe- подрешеток в Tm2Fe17.

Спин-переориентационные переходы часто сопровождаются аномалиями в температурных зависимостях многих свойств: параметров решетки, удельной теплоемкости, электросопротивления, намагниченности и т.д. С точки зрения приложения магнитной нейтронографии интересно обсудить аномалию намагниченности.

Эта аномалия называется анизотропией спонтанной намагниченности. Это означает, что величина намагниченности изменяется при изменении намагниченности от оси легкого намагничевания к трудному направлению. Явление было предсказано теоретически [E. R. Callen and H. B. Callen, J. Phys. Chem. Solids 16 (1960) 310] и затем было обнаружено во многих магнитных системах. Анизотропия намагниченности происходит из-за существования магнитной кристаллической анизотропии, которая сильно влияет на заполнение энергетических уровней основного мультиплета при ненулевой температуре. Механизм анизотропии намагниченности следующий. Пусть намагниченности ориентирована вдоль легкого направления при низкой температуре и вдоль тяжелого направления при высокой температуре (см. рис. 9).

                  

Рис. 9. Схема, поясняющая влияние магнитокристаллической анизотропии на величину намагниченности.

Тогда, при низких температурах магнитная анизотропия будет стремиться ориентировать магнитные моменты вдоль легкого направления намагниченности. Следовательно, намагниченность будет убывать с температурой более медленно, чем в случае отсутствия анизотропии. Напротв, при высоких температурах, когда намагиченность ориентирована вдоль трудного направления магнитная анизотропия будет ослаблять действие обмена, что приведет к более быстрому падению намагниченности с температурой. В итоге, намагниченность будет испытывать скачок при вращении магнитного момента от легкого к трудному направлению.

Это явление было впервые обнаружено экспериментально при измерении никелевого кристалла [P.Escudier, Annal. Physique 9 (1975) 125], и было показано, что величина эффекта составляет 10-2 %. В нашей работе [Ермоленко и др., ЖЭТФ 69 (1975) 69] было обнаружено, что в соединениях RCo5 величина достигает гигантского значения /  10 %. Как видно из рис. 10, близкое к 10 % значение анизотропии намагниченности обнаружено Tm2Fe17.   

             

Рис. 10. Температурная зависимость намагниченности Tm-ионов в позиции 2b.  

      

Давайте, сейчас поговорим об индуцированных спин-переориентационных переходах. В качестве примера такого перехода, рассмотрим переход в TbMn6Sn6 при воздействии внешним магнитным полем. Рис. 11 показывает порошковые нейтронограмммы TbMn6Sn6, полученные при комнатной температуре в нулевом и в 4 кЭ поле.

Рис. 11. Нейтронограммы TbMn6Sn6 в нулевом и в 4 кЭ поле.

Как можно видеть, на угле 2  15 град. появляется рефлекс, когда приложено поле4 кЭ Этот пик имеет индексы (001). Возникновение пика (001) указывает на вращение магнитных моментов от peak к базисной плоскости.  Важно отметить, что приложение магнитного поля индуцирует переход первого рода, так называемый FOMP –процесс намагничевания первого рода. It Это хорошо видно из рис. 12.

                        

Рис. 12.  Полевая зависимость спонтанной намагниченности ориентированного поликристаллического образца TbMn6Sn6 вдоль и поперек с-оси.

Процесс намагничевания вдоль с-оси сопровождается скачком величины намагниченности, когда поле достигает 3 кЭ. Принимая во внимание нейтронографические данные можно сказать, что FOMP – это индуцированный полем спин-переориентационный переход.

В заключение давайте рассмотрим применение поляризованных нейтронов при иследовании магнетиков. Речь будет идти о киральности. Магнитная спиральная структура может рассматриваться как замерзшие флуктуации спиновых ориентаций. Это приводит к киральному рассеянию.

Это рассеяние определяет зависимость сечения рассеяния от исходной поляризации нейтронного пучка и изменения поляризации в процессе рассеяния. На рис. 12 показан сателлит, соответствующий вектору k для рассеяния на образце MnSi.   Сателлит исчезает, когда поляризация направлена вдоль – k.  Это означает, что спиральная структура в MnSi является левой.

                  

Рис. 12. Зависимость интенсивности сателлита Q = k от поляризации нейтронного пучка при рассеянии на MnSi [Maleev. Progress of physics sciences, 172 (2002) 617].

    

 

PAGE  14


 

А также другие работы, которые могут Вас заинтересовать

19064. Общие свойства стационарных состояний одномерного движения для дискретного спектра. Квантование энергии в потенциале притяжения. Осцилляционная теорема 737 KB
  Семинар 8. Общие свойства стационарных состояний одномерного движения для дискретного спектра. Квантование энергии в потенциале притяжения. Осцилляционная теорема Выписать одномерное уравнение Шредингера и напомнить общие принципы нахождения его решений таки
19065. Общие свойства стационарных состояний одномерного движения для дискретного спектра (разбор тестовых задач) 374.5 KB
  Семинар 9. Общие свойства стационарных состояний одномерного движения для дискретного спектра разбор тестовых задач Выписать одномерное уравнение Шредингера и напомнить общие принципы нахождения его решений такие значения энергии при которых существуют к
19066. Определение из нейтронографических данных несоизмеримой магнитной структуры соединения YMn6Sn6 4.42 MB
  Большинство магнитных структур может быть описано с помощью магнитных шубниковских групп; такие структуры имеют элементарную магнитную ячейку, которая совпадает с кристаллической или удвоена (или утроена или учетверена)
19067. Бесконечно глубокая прямоугольная потенциальная яма. Разложение по собственным со-стояниям, средние 325.5 KB
  Семинар 11. Бесконечно глубокая прямоугольная потенциальная яма. Разложение по собственным состояниям средние Выписать собственные функции и собственные значения для гамильтониана частицы в бесконечно глубокой яме с плоским дном. Напомнить что согласно постулат
19068. Вимоги та правила оформлення науково – дослідної роботи 46.5 KB
  Збирання фактів – це одна з найважливіших складових частин наукового дослідження. Факти збираються відповідно до висунутої наукової проблеми, але самі собою вони не становлять основу наукового дослідження. На перших етапах дослідження факти потрібні для висування робочої гіпотези.
19069. Одномерный гармонический осциллятор: разложения по собственным состояниям 299 KB
  Семинар 14. Одномерный гармонический осциллятор: разложения по собственным состояниям Полученные на предыдущем занятии собственные функции оператора Гамильтона для осциллятора образуют полную систему ортогональных функций одной переменной как собственные функц...
19070. Одномерный гармонический осциллятор: простейшие вычисления с осцилляторными функциями 290 KB
  Семинар 15. Одномерный гармонический осциллятор: простейшие вычисления с осцилляторными функциями В различных задачах квантовой механики приходится вычислять интегралы с осцилляторными функциями. Проблема заключается в том что явных выражений для функций с большим...
19071. Непрерывный спектр. Прохождение через потенциальные барьеры 273.5 KB
  Семинар 10. Непрерывный спектр. Прохождение через потенциальные барьеры Напомнить что при энергиях больших значений потенциала на плюс и минус бесконечностях спектр решений уравнения Шредингера непрерывный. Собственные функции нельзя нормировать на единицу. Далее ...
19072. Низкоразмерные физические системы. Типы и виды наноструктур. Квантовые ямы, проволоки, точки 272.5 KB
  ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ФИЗИКА НАНОСТРУКТУР Лекция 1. Введение. Низкоразмерные физические системы. Типы и виды наноструктур. Квантовые ямы проволоки точки Настоящий курс посвящен экспериментальным аспектам физики низкоразмерных систем. Будут рассмотрены следую...