Магнитные и магнитотепловые свойства гадолиния, тербия и гольмия в области магнитных фазовых переходов (1103560), страница 4

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

Текст из файла (страница 4)

Описаны методики измерения магнитныхи магнитотепловых свойств изучаемых образцов. Проводились изотермическиеи изополевые измерения намагниченности в постоянном магнитном поле,а также реальной и мнимой компонент магнитной восприимчивостив переменном магнитном поле. Измерения проводились с помощью СКВИДмагнитометра Quantum Design ac/dc susceptometer/magnetometer MPMS-XL7(производство США) в температурном диапазоне от 1,8 К до 300 К ив магнитных полях до 70 кЭ.

Теплоемкость в магнитных полях от 0 до 100 кЭизмерялась между 3 и 350 K в полностью автоматическом импульсномкалориметре производства США (Ames Laboratory) [27]. Точность определенияэкспериментальных данных была ~0,6% в температурном интервале 20–350 K и~1% в интервале 4–20 K. Магнитокалорический эффект измерялсяна автоматизированной установке MagEq MMS 801 компании ООО «ПМТиК»прямым методом в магнитных полях до 18 кЭ и в температурном интервале77–350 К. Андреевские спектры снимались при 4,2 K с использованиемсверхпроводящих контактов, которые были механически вырезаны из Nbпроволоки диаметром 0,25 мм на установке производства Великобритании(The Blackett Laboratory, Imperial College, Лондон) [28].

Для получения«магнитной карты» поверхности ферромагнитных образцов использовался11Холловский магнитометр производстваLaboratory, Imperial College, Лондон).Великобритании(TheBlackettВ третьей главе на основе модели среднего поля разрабатываетсяметодика, которая позволила оценить смещение температуры Кюри с учетомдействия размагничивающего поля. В отсутствие внешнего поля (в полеразмагничивания) уравнение состояния ферромагнитного материала имеет вид: 3J TС' y  BJ yJ1T(1)Здесь y=M/M0, где M – намагниченность и M0 – намагниченность насыщения,BJ – функция Бриллюэна, J – полный угловой момент, T – температура,'µ – магнитный момент, TC – наблюдаемое значение температуры Кюри,модифицированное с учетом размагничивающего фактора следующим образом: J  1  NM 0 TC'  TC 1  ,3J kTC (2)где N – размагничивающий фактор. Оценка максимального теоретическогосмещения TC для N = 4π в случае некоторых типичных ферромагнетиковприведена в таблице 1.Таблица 1.

Максимальное смещение TC для Ni, Fe и Gd, вычисленноепо формуле (2) при значении N = 4π.МатериалNiFeGdM0 (emu/см3)51017502120J1/217/2μ(μB)0,62,27TC  TC' (K)0,325Данное теоретическое предположение проверяется экспериментальнопутем измерения кривых намагниченности на образцах различной формы(пластинаистержень)ссущественноразличнымизначениямиразмагничивающих факторов (0,87 и 0,1) в непосредственной близостиот предполагаемой температуры Кюри монокристаллического гадолиния.«Истинное» значение температуры Кюри при этом рассчитывается с помощьюмодифицированного метода Белова – Горяги [29].

Учет размагничивающегофактора производился путем сдвига каждой кривой Белова H/M(M2) вдоль осиH/M на величину размагничивающего фактора N, так как12H H внешнееNMM(3)Значения коэффициента a, используемого в разложении термодинамическогопотенциала   0  1 aM 2  1 bM 4  1 cM 6  ... по степеням намагниченности и24равного нулю в точке Кюри,пересечения кривых с осьюкорректировки результатовразмагничивающих факторов6определялись из сдвинутых кривых как точкиH/M. Такая относительно простая процедуравозможна в силу того, что значениябыли предварительно умножены на 4π иплотностьGd.Используяподход,описанный выше, и зависимости a(T), былаопределена «истинная» температура Кюридля гадолиния – 290,6±0,2 K как длястержня, так и для пластины.

(Рисунок 2).Рисунок 2. Температурные зависимоститермодинамического коэффициента a длястержня и пластины втемпературноминтервале 280,0–300,2 K.Размагничивающий фактор рассчитан пометоду прямоугольных призм.Влияние размагничивающегофактора на величину температурыКюри представлено на рисунке 3.Рисунок 3. Температурныезависимости термодинамическогокоэффициента a для стержня ипластинывтемпературноминтервале 280,0–300,2 K.Смещение наблюдаемойтемпературы Кюри TC для пластины, чей размагничивающий фактор велик,находится в хорошем согласии с соотношением (2). Даже слабая линейнаяаппроксимация (рисунок 3) позволяет говорить о том, что величинанаблюдаемой TC в случае пластины может достигать 283 K.

Также можноутверждать, что наблюдаемая TC пластины на 6 K ниже температуры Кюри длястержня. Значение TC для стержня также немного (~ 0,4 K) смещаетсяв сторону низких температур.13Таким образом, экспериментально наблюдаемая температура Кюрина самом деле зависит от размагничивающего фактора образца, причем степеньвлияния определяется величиной размагничивающего фактора.Кроме того, в данной главе теоретически оценивается максимальнаяудельная величина магнитокалорического эффекта. Теоретическойпредпосылкой, определяющей максимальное значение МКЭ, являетсятермодинамическое выражение для адиабатического изменения температуры:dTad  T  M (T , H )  dHCp TH(4)В условиях работы холодильника (в том числе и магнитного), то есть прикомнатной температуре, величина (−T/Cp) слабо зависит от величины поляH: значение T близко к 300 K, тогда как по закону Дюлонга – ПтиCp постоянно и приблизительно равно 3 R/моль, или 3kВ/атом.

Таким образом,в целях упрощения без ограничения общности (−T/Cp) рассматривается какпостоянная величина. Вывод, который следует из такого допущения:адиабатическое изменение температуры, в основном, определяется величиной(∂M(T,H)/∂T)H. В работе сделано упрощающее предположение относительно(∂M(T,H)/∂T)H, а именно, она принимается равной некоторой отрицательнойпостоянной  (независимой от T и H) внутри определенного температурногоинтервала вблизи TC и нулю вне этого интервала. Последствием такогопредположения является то, что изотермическое изменение магнитной частиэнтропии Smagn имеет ту же форму, что и (∂M(T,H)/∂T)H.

Как следуетиз соотношения Максвелла, эта постоянная может быть выражена какM (T , H )  S max     dH    H .TH0H(5)Пусть H = 1Tл. Тогда площадь под кривой Smagn (T ) равна изменениюнамагниченности ΔM. Известно, что намагниченность может варьироватьсяот 0 до 10 μB/атом. Таким образом, максимально возможная величина ΔM (илиRCP – относительная мощность охлаждения) составляет 10 μB/атом. Так какплощадь под кривой Smagn (T ) ограничена, для кривой существенно иметьтакую форму, при которой значение RCP было бы максимальным.Оптимальный случай достигается [30, 31], когда для отношения параметровпика выполняется следующее условие: ширина пика(высота) пикаили14TCp(6) ширина 2пика T  RCP Cp(7)T  RCP  .Cp(8)M 1 Tл Cp(9)maxгде (ширина) = Tad .

ТогдаTadmax При H = 1 Tл имеемTadmax  T где T ≈ 300 K.Так как известно, что металлический гадолиний имеет однуиз наибольших величин МКЭ в области комнатной температуры, допустиморассмотреть образование, состоящее из двух атомов, один из который обладаетмаксимально возможным магнитным моментом, 10 μB (например, Ho), другой –немагнитен. Таким образом, ΔM = 10 μB/молекула. По закону Дюлонга – Пти,Cp = 6 kB/молекула. Из соотношения (9) можно получитьTadmax  18 K(10)для такого весьма специфического гипотетического соединения.Данный результат правильнее переписать в виде сильного неравенства,Tad  18K .(11)Любые отклонения от сделанных предположений (неоптимальноеотношение для пика Smagn , разбавление состава немагнитными атомами,использование 3d элементов вместо редких земель, учет магнитного вкладав Cp, и т.д.) неизбежно понизит эту верхнюю оценку.Кроме того, в главе приводятся экспериментальные результатыизмерения намагниченности, теплоемкости и магнитокалорического эффектана поликристаллическом гадолинии, который активно используется в качестверабочего тела в реально работающих прототипах магнитных рефрижераторов.В результат обсуждается взаимосвязь аномалий и взаимное смещениемаксимумов указанных свойств (рисунок 4).15Рисунок 4.

Зависимостьсмещенияточкимаксимума МКЭ, точкимаксимума производнойнамагниченностипотемпературеитеплоемкости (данныеполученыврамкахданной работы, а такжевзяты из работы [16]) вполикристалле гадолинияотприложенногомагнитного поля. Нарисунке   T , гдеmaxpeakTC– температура, в которой наблюдается максимум теоретическирассчитанной в работе [32]. теплоемкости.

Сплошная линия – теоретическаякривая смещения максимума теплоемкости из работы [32].TmaxНа рисунке можно видеть, что точка максимума МКЭ для гадолиниясмещается в сторону более высоких температур со скоростью ~ 2 К/Тл. Такимобразом, показано, что независимо от величины поля она смещается в сторонуболее высоких температур.Поведение точки минимума производной M (T , H )  аналогично поведению точкиTHнамагниченности по температуре максимума МКЭ – она также смещается в сторону более высоких температурпо мере увеличения магнитного поля. В то же время характер смещениямаксимума теплоемкости изменяется: в полях до 1,5 Тл максимумтеплоемкости смещается в сторону низких температур, тогда как в полях выше1,5 Тл – в сторону более высоких, что соответствует теоретическимпредсказаниям [32].В заключение главы излагается феноменологическая процедурапостроения универсальной кривой для магнитокалорического эффекта.

Характеристики

Список файлов диссертации