Синтез, строение и свойства сверхпроводников на основе арсенидов и селенидов железа с щелочными металлами (1105742), страница 6
Текст из файла (страница 6)
В работе [107] это отличие связывается споляризацией подрешетки Ce магнитными моментами атома Fe. Для LnFeAsO с магнитными РЗЭ (Pr, Ce, Nd, Sm) наблюдается упорядочение магнитных моментов РЗЭ принизких температурах, причем тип упорядочения значительно отличается для различныхРЗЭ. В PrFeAsO магнитные моменты Pr упорядочиваются при T < 14 K [109], причем моменты Pr располагаются вдоль оси c, см. рис. 13, С.
При 5 K момент на атоме Pr равен 0.84µB, а момент на атоме Fe 0.48 µB .Рис. 13. A, B – определение магнитного момента на атоме Fe для различных LnFeAsO, A – методом мессбауэровской спектроскопии, B – µSR спектроскопии; C – типы упорядочения магнитных моментов на атомахРЗЭ для LnFeAsO (Ln=Pr, Ce, Nd, Sm)В CeFeAsO [25] по данным нейтронной дифракции при T < 4 K магнитные моменты Ce лишь незначительно отклоняются от плоскости ab, момент на атоме Ce равен 0.83µB, на атоме Fe 0.94 µB. Магнитные моменты Nd в NdFeAsO [110] при T < 2 K АФМ упорядочиваются вдоль орторомбической оси b, момент на атоме Nd равен 1.55 µB, на атомеFe 0.9 µB (по данным нейтронографических измерений 0.25 µB ), что подтверждает взаимовлияние магнитных моментов на атомах Fe и РЗЭ.
Магнитная структура SmFeAsO,определенная при T < 1.6 K [111], значительно отличается от других РЗЭ. Атомы Sm располагаются в шахматном порядке над и под сеткой из атомов O, причем магнитные26моменты атомов Sm над сеткой противонаправлены моментам на атомах Sm под сеткой.Магнитный момент на атоме Sm равен 0.6 µB [111].122 материалы. Существование дальнего магнитного порядка в “parent compounds”BaFe2As2 [112], SrFe2As2 [113], CaFe2As2 [114, 115] и EuFe2As2 [116] было показано с помощьюкакнейтронографическихметодов,такиметодамимессбауэровскойспектроскопии, µSR, ЯМР и др.
Нейтронографические исследования показали, что длявсех недопированных 122 соединений при T < T S реализуется одинаковая магнитнаяструктура с q-вектором (1 0 1)O, в которой магнитные моменты на атомах Fe ориентированы антиферромагнитно вдоль орторомбической оси а и ферромагнитно вдоль оси b.Магнитные моменты атомов Fe в двух соседних плоскостях [FeAs] направлены противоположно друг другу. Параметры магнитной структуры для соединений семейства 122приведены в табл. 5.Таблица 5. Параметры магнитной структуры для соединений семейства 122СоединениеBaFe2As2SrFe2As2CaFe2As2EuFe2As2TN , Kq-вектор143140140205205205173175200(1 0 1)O/(½ ½ 1) T(1 0 1)O/(½ ½ 1) T(1 0 1)O/(½ ½ 1) TМагнитныймомент0.87 µ B5.47T28.8 МГц1.01µB8.91T44 МГц0.8 µB8.98 T8.5TМетодисследованиянейтроныMSµSRнейтроныMSµSRнейтроныMSMSСсылка[112][106][106][117][113][113][115][118][119]Магнитный момент на атоме Fe для 122 соединений значительно больше, чем для1111. Интересно отметить, что как температуры Нееля, так и сверхтонкое магнитное полеHFe по данным мессбауэровской спектроскопии увеличиваются в ряду Ba-Eu-Sr.
В соединении EuFe2As2 при низких температурах наблюдаются эффекты, связанные с магнитнымупорядочением ионов Eu2+. При T < 20 K возникает АФМ упорядочение в подрешетке Eu,причем, как и в случае LnFeAsO с магнитными РЗЭ, возникает взаимовлияние магнитныхпорядков Eu и Fe. Отметим, что под действием магнитного поля EuFe2As2 и его допированные La производные претерпевают фазовый переход из АФМ в ФМ состояние [120,121].Рассмотрим особенности структурного/магнитного переходов на примере Ba122[122]. На транспортных и термодинамических температурных зависимостях наблюдаетсяединственная аномалия при T = 140 K. При этой температуре происходит структурныйпереход с понижением симметрии от тетрагональной с пр.
гр. I4/mmm (a = 3.9625(1) Å,27c = 13.0168(3) Å) до орторомбической с пр. гр. Fmmm (a = 5.6146(1) Å, b = 5.5742(1), c =12.9453(3) Å при 20 K) и магнитное упорядочение. Совпадение TN и TS является особенностью всех 122 систем, теоретически случай T N = T S может быть описан 2D модельюИзинга с малым значением параметра порядка β (β = 0.125) [123]. Как и в случае 1111 соединений, структурный переход не приводит к существенному изменению расстояний Fe–Fe (4×2.802(1) Å при 297 K и 2×2.807(1) Å и 2×2.787(1) Å при 20 K) и Fe–As (2.403(1) Åпри 297 K и 2.392(1) Å при 20 K).
Угол As–Fe–As изменяется от 111.1(1)o в тетрагональной структуре до 111.6(1)o в орторомбической структуре [122]. Интересно отметить, чтофазовые переходы в 122 чувствительны к внешнему давлению. При приложении давленияпорядка 0.35 ГПа к орторомбически искаженной фазе при T <TN/T S она претерпевает фазовый переход в тетрагональную фазу с объемом элементарной ячейки на ~5% меньше,чем исходная 122 ячейка, а затем при повышении давления до 0.6 ГПа “коллапсированная” тетрагональная фаза переходит в СП состояние [124]. Для Ca122 сверхпроводимостьс Тс ~11 К возникает при P = 0.63 ГПа [124], для Sr122 при P = 0.28 ГПа (Tc = 27 K), а дляBa122 при P = 0.35 ГПа (Tc = 29 K) [125].Для недопированных составов AEFe2As2 (AE = Ca, Sr, Ba и Eu) локальными методами (мессбауэровская спектроскопия) был доказан факт стабилизации волн спиновойплотности (SDW). Было установлено, что в случае AE = Ba и Eu образующиеся SDW являются соразмерными периоду кристаллической решетки, а для СaFe2As2 вплоть до самыхнизких температур сосуществуют две магнитные фазы, отвечающие соразмерным и несоразмерным SDW [118].
Вопрос о существовании несоразмерных SDW являетсяпринципиальным, поскольку именно с образованием подобных магнитных структур связываетсявозможностьпереходавсверхпроводящеесостояние,например,придопировании [126].Влияние допирования на магнитную структуру для Ba122 подробно изучено дляслучаев замещения Fe на Co в слое проводимости [127-129] и замещения Ba на K в межслоевом пространстве, что соответствует случаю электронного и дырочного допированиясоответственно, см. T-x фазовую диаграмму на рис.14.
Магнитная структура Ba(Fe1xCox)2As2c x < 0.06 описывается тем же q-вектором (1 0 1)О, что и для BaFe2As2 [130, 131].ЯМР на ядрах75As [132] и мессбауэровские измерения свидетельствуют о неоднородноммагнитном состоянии катионов железа в структуре BaFe2-xTMxAs2 (TM = Co, Ni) [133, 134].Как полагают авторы [118], причина магнитной неоднородности этих соединений можетбыть вызвана неупорядоченным распределением в них легирующих катионов переходныхметаллов. Однако для Ba(Fe1-xCox)2As2, в отличие от Ba1-xKxFe2As2, была доказана неприменимость модели фазового разделения, предполагающая наличие немагнитных СП28островков с размерами, сравнимыми с длиной волны когерентности (ξ ~ 2.8 нм) в магнитной матрице [132]. Было доказано истинное сосуществование СП и магнетизма в одной итой же подрешетке из атомов железа, причем соразмерные периоду кристаллической решетки волны спиновой плоскости (SDW) в исходном Ba122 становятся несоразмерными вBa(Fe1-xCox)2As2.Рис.
14. T-x фазовая диаграмма для Ba122 с электронным и дырочным допированием [127-129, 135]В Ba1-xKxFe2As2 при 0.1< x <0.3 также сосуществуют магнетизм и сверхпроводимость [135]. Магнитная структура аналогична Ba122, момент на атоме Fe с увеличением xот 0 до 0.25 уменьшается от 0.8 до 0.45 µB/Fe.
Интересно отметить, что объем СП фракциипостепенно увеличивается с увеличением концентрации допанта, в отличие от Ba(Fe1xCox)2As2,где при каждом значении x экспериментально определяется 100% и магнитной,и СП фракции. Исследования [132, 135] подтверждают, что магнитоупорядоченная исверхпроводящая фазы в Ba1-xKxFe2As2 пространственно разделены на масштабах порядканескольких параметров элементарной ячейки.
Подтверждает этот вывод анализ распределения допанта в монокристалле Ba0.72K0.28Fe2As2 (Tc = 32.5 K), проведенный методоматомно-зондовой томографии. Показано, что распределение K сильно отличается от ожидаемого биномиального распределения. Cоотношение ионов Ba2+ и K+ исследовалосьпослойно в направлении [001]; построенная на основании исследования карта распределения ионов и гистограммы распределения представлены на рис.15.29Рис. 15. A - карта распределения допанта вдоль оси [001] в Ba0.72K0.28Fe2As2, B - гистограммы распределенияионов Ba2+ и K+ в образце Ba0.72K0.28Fe2As2 (пунктирная линия – аппроксимация биномиальным распределением)111 материалы.
Многочисленные измерения транспортных и магнитных свойствLiFeAs [136], а также исследования, проведенные методом мессбауэровской спектроскопии [137], не выявили никаких признаков магнитной неустойчивости или дальнегомагнитного порядка, как и каких бы то ни было структурных переходов в этом соединении. NaFeAs, в отличие от LiFeAs, демонстрирует структурный переход при ~55 К,антиферромагнитный переход при ~45 К, а также и переход в сверхпроводящее состояниепри 10К. Нейтронографические исследования NaFeAs [138, 139] показали, что в базиснойплоскости магнитные моменты атомов Fe образуют ферромагнитные цепочки вдоль одного направления двумерной подрешетки Fe и антиферромагнитные – вдоль другого.Расщепление 112 рефлекса тетрагональной фазы при охлаждении ниже 55 К подтверждаетналичие структурного перехода из тетрагональной фазы с пр. гр.
P4/nmm в орторомбическую, аналогично соединениям 1111. Наблюдаемым отражениям можно приписатьиндексы 202 и 022 орторомбической фазы Cmma (a = 5.58906(8) Å, b = 5.56946(8) Å,c = 6.9919(1) Å). При дальнейшем понижении температуры ниже 45 К наблюдается появление сателлитных отражений, свидетельствующих о магнитном упорядочении. Значениемагнитного момента на атоме Fe в магнитоупорядоченной фазе составляет ~0.1µB. C помощью ЯМР на ядрах23Na и75As показаны особенности структурного и магнитногопереходов в NaFeAs. В работе [140], выполненной на монокристаллах NaFeAs, подтверждается наличие структурного TS = 57 K и магнитного TN = 45 К переходов, причем наосновании данных по скорости спин-решеточной релаксации магнитный переход отнесенк переходам 2-го рода.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
