Диссертация (1097685), страница 44

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 44)

схему д).В таблице 6.5 приведены значения магнитных моментов Nd-, Dy- и Fe-подсистем врассмотренных фазах для В||с и Т = 2 К. Второй столбец содержит величины магнитныхмоментов для В = 0 в начальной УГ фазе (схема а на рисунке 6.8). Третий столбец – вслабонеколлинеарной УГ фазе при В = 0.3 Тл < BSR (схема в). В двух последних столбцах – вофлоп-фазе при В > BSR (схема г).215Таблица 6.5. Значения магнитных моментов Nd-, Dy- и Fe-подсистем при Т = 2 К (В||с, 1Fe = 0, 2Fe = 180): для В = 0 (начальная УГ фаза), В = 0.3 Тл < BSR (слабонеколлинеарная УГ фаза) иВ = 0.4 и 9 Тл > BSR (флоп-фаза).В=0miR ,В = 0.3 Тл < BSRRimM iFeВ = 0.4 Тл > BSR a, b, c  ,В = 9 Тл > BSRμBm1Nd0.95  1.424, 0.005, 0.077   1.427, 0.004, 0.040   1.432,0.001,0.018m2Nd0.95m1Dy0.05m2Dy0.05MFe1 1.341,0.03,0.3801.424,0.005,0.0771.425,0.004,0.082 1.432,0.001,0.018 1.341,0.03,0.380 0.088, 0.005, 0.508  0.089, 0.004, 0.393  0.091,0.004,0.422   0.078,0.004,0.535 0.088,0.005,0.508 0.088,0.004,0.524  0.091,0.004,0.422  0.078,0.004,0.535θ1Fe , M1Fec =M1Fecosθ1Fe  M1Fe  15 μB , 1Fe = 0 78.275, 3.048 μB79.079, 2.842 μB89.87, 0.034 μB86.02, 1.041μBθ2Fe , M 2Fec =M 2Fecosθ2Fe  M 2Fe  15μB , 2Fe = 180 M 2Fe101.725, 3.048 μB180  θ2  θ1  0 100.318, 2.687 μB180  θ2  θ1  0.603 89.87, 0.034 μB0.950.05M c =0.5 M1Fec  M 2Fec  m1Nd m2Ndc 0.95  m1Dy m2Dyc 0.05ccMc00.15686.02, 1.041μB0.4741.956Из таблицы 6.5, например, видно, что магнитные моменты Nd-подсистемы практическиNdполностью лежат в базисной плоскости ( m1,2 a0.95Nd>> m1,2 c0.95 ), что и обусловливает ихнебольшой вклад в намагниченность соединения при B||c, в частности, в скачокнамагниченности на кривой Mс(В) при BSR ≈ 0.35 Тл.

При этом Dy-подсистема во флоп-фазе(В > BSR) характеризуется магнитными моментами обеих подрешеток, преимущественноDyнаправленными вдоль поля ( m1,2 c0.05>Dym1,2 a0.05 ), что дает главный вклад в скачокнамагниченности при спин-переориентационном переходе (см. также схему на рисунке 6.10а).При намагничивании тригонального кристалла Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4 в базиснойплоскости в полях, меньших примерно 1.5 Тл, вклад в намагниченность дают все тривозможных домена с осями антиферромагнетизма под углом 120 друг к другу. В отсутствиеинформации о доменной структуре образца предполагалась их равновеликость.При намагничивании в базисной плоскости для В||а в домене с осью антиферромагнетизмавдоль поля L0 (L0ab – проекция на плоскость ab, см.

схемы а, д на рисунке 6.8) магнитныемоменты железа вследствие увеличения сгиба к полю В||а дают возрастающий с полем вклад. ВРЗ подсистеме происходит уменьшение направленного против поля магнитного момента m1ab.В результате суммарная намагниченность от домена L0 слабо возрастает с полем, в целом216повторяя характер зависимости Mс(B) в эксперименте.

В двух других доменах L60ab с осямиантиферромагнетизма под углом  = 60 к полю (которые эквивалентных относительно поляFeВ||а) оба магнитных момента железа M1,2abповорачиваются по направлению к флоп-состоянию(см. схему д). Из представленной на рисунке 6.12б рассчитанной полевой зависимости угловFeFeповорота 1,2 векторов M1,2abв домене L60 в плоскости ab видно, что вектор M1abвращаетсяFeFeнемного быстрее, чем M2ab. Благодаря разной скорости поворота векторов M1,2abвклад внамагниченность от домена L60ab растет.

Суммарная намагниченность для поля В||а и В < BSRMa  1 12NdDyFeNdDy M 0Fe  1  x  m1,2M 60 1  x  m1,2a  xm1,2 a a  xm1,2 a 2 33(6.1)достаточно хорошо описывает экспериментальную кривую Mс(B) (рис. 6.11). В формуле (6.1)FeM 0Fe  M1Fe( 0) absin θ1   M 2( 0) absin θ2  – вклад железа в намагниченность домена L0ab сFeFeучетом проекции на плоскость ab, M 60 M1Fe( 60) absin θ1  cos 1   M 2( 60) absin θ2  cos 2 – вклад железа в намагниченность домена L60ab с учетом проекции на плоскость ab и ось а.В поле ВSR ≈ 0.9 Тл в домене L0 происходит спин-переориентационный переход во флопсостояние с магнитными моментами почти перпендикулярными полю и его намагниченность сFeучетом проекции на плоскость ab равна M Feflop  2 M1 sin θ1  cos 1  (см.

схему е нарисунке 6.8). В результате суммарная намагниченность для В > ВSR равнаMa  1 12NdDyFeNdDyM FeM 60 1  x  m1,2flop  1  x  m1,2 a  xm1,2 a a  xm1,2 a2 33 .(6.2)FeПри дальнейшем увеличении поля продолжается вращение магнитных моментов M1,2abвдоменах L60ab, причем, как показывают расчеты, скорость вращения увеличивается с ростомполя и, начиная с полей  1.5 Тл, результирующая намагниченность становится малоотличимой от намагниченности во флоп-фазе (см. схему ж).Изрисунков6.11и6.9видно,чторассчитанныекривыенамагничивания,характеризующиеся скачками намагниченности, позволяют описать экспериментальныекривые, если учесть, что в реальном образце эти скачки должны быть размазаны вследствиеналичия доменной структуры.6.2.3.2 Температурная зависимость магнитной восприимчивостиВ начальную магнитную восприимчивость Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4 дают вклад какупорядоченная при T < TN Fe-подсистема, так и подмагниченная f–d-взаимодействием РЗподсистема.

На рисунке 6.13 изображены экспериментальные и теоретические температурныезависимости восприимчивости c,c(T). При TN  30 К на экспериментальной кривой c(T)217видна слабая аномалия, обусловленная антиферромагнитным упорядочением в Fe-подсистеме.Рассчитанная температура Нееля получается несколько больше, чем в эксперименте, чтоявляется известным недостатком приближения молекулярного поля. Расчеты показывают, чтоанизотропия кривых c,c(T) в парамагнитной области температур обусловлена в основномвкладом от диспрозиевой части РЗ подсистемы. Наблюдаемое значительное возрастание кривойc(T) при Т < TN также связано с вкладом Dy-подсистемы.

В целом в высокотемпературнойобласти от TN  30 до 300 К рассчитанные кривые восприимчивости хорошо описываютслабоанизотропные экспериментальные зависимости c,c(T).0.80.8Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4cc,c, B/Тл форм. ед.NdFe0.60.6NdFecTSR.0.4c0.4b c0.200.2510152025cTN0.0050100150T, K200250Рисунок 6.13. Температурные зависимости начальной магнитной восприимчивости c,c(T)Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4 при В = 0.1 Тл. Для наглядности ось температур начинается с (–7) К.На вставке – низкотемпературная область кривых c,c(T) и χcNdFe,b  T  NdFe3(BO3)4 [69] приТ < ТN. Значки – экспериментальные данные [152], линии – расчет.На вставке на рисунке 6.13 приведены низкотемпературные области (для Т < TN)зависимостей c,c(T) Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4.

Также на вставке для сравнения приведеныэкспериментальные кривые χcNdFe,b  T  NdFe3(BO3)4 [69]. Если сравнить кривые восприимчивостидля Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4 и для легкоплоскостного NdFe3(BO3)4, то можно сделать вывод о том,что малое замещение ионов Nd3+ на ионы Dy3+ практически не сказалось на характеревосприимчивости в базисной плоскости – кривая c(T) Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4, повторяя форму218χbNdFe T  NdFe3(BO3)4 (в том числе и аномалию типа Шоттки вблизи 5.5 К), идет нескольковыше. В то же время малое замещение кардинально изменяет вид кривой c(T)Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4.

Видно, что добавленный вклад от Dy0.05-подсистемы приводит не только кзначительному количественному изменениювеличины восприимчивостиc(T), но иобусловливает наличие яркой аномалии при Т ≈ 4.3 К, которая отсутствует на χcNdFe T  .При уменьшении температуры от TN  30 К экспериментальная кривая c(T) продолжаетвозрастать, что характерно для ЛП состояния магнитной подсистемы, а при Т  4.3 Кпроисходит резкое уменьшение c(T), которое можно объяснить, предположив наличие спинпереориентационного перехода из ЛП в начальное низкотемпературное состояние, характер иособенности которого в Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4 при анализе только восприимчивости c(T) неочевидны.

Расчеты показывают, что предположенная при анализе низкополевых кривыхнамагничивания Mc,с(В) угловая фаза с отклоненными магнитными моментами железа от оси сна угол θ Fe ≈ 78 при Т = 2 К (см. схему в на рисунке 6.8) позволяет объяснить и количественноописать наблюдаемую на эксперименте вблизи 4.3 К аномалию на кривой c(T). Резкоеуменьшение c(T) при T = 4.3 К обусловлено сменой при понижении температуры ЛПсостояния на УГ состояние (см. схему в). Данный спин-переориентационный переходобусловлен различными температурными зависимостями конкурирующих вкладов железной иРЗ подсистем в полную магнитную анизотропию кристалла Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4.Обнаруженная в Nd0.95Dy0.05Fe3(BO3)4 и в составах с x = 0.1, 0.15 и 0.25 (см.

Характеристики

Список файлов диссертации