Магнитные свойства и магнитосопротивление гексагональных антиферромагнетиков RGa2 тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.11 ВАК РФ

/л

на правах рукописи

МАРКИН П. Е

МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА И МАГНИТОСОПРОТИВЛЕНИЕ ГЕКСАГОНАЛЬНЫХ

АНТИФЕРРОМАГНЕТИКОВ КСа2

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук 01.04.11 - физика магнитных явлений

НАУЧНЫЙ РУКОВОДИТЕЛЬ доктор физико-математических наук Баранов Н. В.

ЕКАТЕРИНБУРГ - 1998

\ \

СОДЕРЖАНИЕ

Введение..........................................4

Результаты, выносимые на защиту....................7

ГЛАВА 1. ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР.

1.1. Основные взаимодействия в редкоземельных

магнетиках.......................8

1.2.Особенности магнитных свойств интерметаллических соединений урана..........................14

1.3. Процессы намагничивания и фазовые диаграммы

РЗ антиферромагнетиков...................... 16

1.4. Особенности электросопротивление РЗ магнетиков ..................................2 6

1.5. Магнитотепловые свойства РЗ магнетиков.......32

1.6. Кристаллическая структура соединений ИОа2....37

1.7. Магнитные свойства и магнитные структуры соединений ЫСа2 .............................42

1.8. Постановка задачи...........................4 6

ГЛАВА 2.ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЙ

2.1. Получение и аттестация образцов..............4 9

2.2. Установка для проведения измерений магнитных и электрических свойств при температурах

2 К - 300 К..................................53

ГЛАВА 3. МАГНИТНЫЕ, МАГНИТОУПРУГИЕ, МАГНИТОТЕПЛОВЫЕ СВОЙСТВА, МАГНИТОСОПРОТИВЛЕНИЕ И КИНЕТИКА ПРОЦЕССОВ НАМАГНИЧИВАНИЯ СОЕДИНЕНИЙ БЮаг, И. = Ег, Но, ТЬ, Сс1, Бу.

3.1. Магнитные свойства и электросопротивление одноосного антиферромагнетика ЕгСа2 ........58

3.2. Магнитные свойства и электросопротивление плоскостных антиферромагнетиков RGa2, R = Но, Dy,

Tb, Gd ..........................................77

3.3. Магнитотепловые свойства соединений RGa2,

R = Ег, Но, Dy.....................................96

3.4. Магнитострикция антиферромагнетиков RGa2,

R = Ег, Но, Dy....................................107

3.5. Особенности импульсного намагничивания метамагнетика ErGa2 ..............................119

3.6. Заключение по главе 3........................128

ГЛАВА 4. ИССЛЕДОВАНИЕ СОЕДИНЕНИЙ RGa2 С КОНКУРИРУЮЩЕЙ АНИЗОТРОПИЕЙ.

4.1. Магнитные свойства системы Er!_xUxGa2......... 132

4.2. Магнитные свойства системы Eri_xHoxGa2........143

4.3. Заключение по главе 4........................150

ОБЩИЕ ВЫВОДЫ.....................................151

СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ................. 153

ВВЕДЕНИЕ

Ряд экспериментальных и теоретических исследований, проведенных в последние десятилетия в основном на чистых редкоземельных металлах и их сплавах [1], выявили глубокую взаимосвязь между типом магнитной структуры и различными "немагнитными" свойствами магнетиков. Данные исследования в настоящее время являются одним из актуальных направлений в физике твердого тела, поскольку выявление подобных закономерностей позволяет глубже понять вопросы, касающиеся кинетических, магнитоупругих и термодинамических свойств магнетиков, создают предпосылки для использования новых магнитных материалов в практических целях. Наиболее наглядно взаимосвязь магнитных и "немагнитных" свойств может проявляться в антиферромагнетиках, в которых изменение внешних параметров индуцирует магнитные фазовые переходы (МФП) типа "порядок - порядок". Сейчас известно значительное число редкоземельных интерметаллических соединений, в которых МФП типа "порядок - порядок" могут быть вызваны как изменением температуры, так и приложенным магнитным полем либо давлением.

Как было показано в ряде работ [2], при индуцированных полем МФП 1-го рода возникает промежуточное магнитогетерогенное состояние, в котором сосуществуют как домены, имеющие магнитную структуру исходной фазы, так и домены, имеющие магнитную структуру новой, индуцированной полем фазы. Исследование особенностей поведения

электросопротивления в таком магнитогетерогенном состоянии приобретает особую актуальность в связи с открытием гигантского магниторезистивного эффекта в

многослойных структурах [3] , позволяет глубже понять природу кинетических явлений в искусственно созданных магнитогетерогенных средах.

Значительная магнитная анизотропия редкоземельных интерметаллических соединений, обусловленная

кристаллическим полем, может приводить к различиям в процессах намагничивания в квазистатических и импульсных полях. Поэтому представляют интерес исследования кинетики процессов намагничивания высокоанизотропных РЗ

интерметаллидов в области фазовых переходов 1-го рода, поскольку в быстро изменяющихся магнитных полях могут возникать неравновесные метастабильные состояния, не реализующиеся при квазистатических процессах

намагничивания.

Удобными модельными объектами для исследования аномалий различных физических свойств при индуцированных полем МФП, а также кинетики процессов намагничивания являются металлические антиферромагнетики КСа2, обладающие простой гексагональной слоистой структурой типа А1В2 с единственным магнитоактивным ионом на элементарную ячейку. Магнитный порядок в этих соединениях определяется как косвенным РККИ обменным взаимодействием между РЗ ионами, так и магнитокристаллической анизотропией, энергия которой может превышать энергию обменного взаимодействия. Исходные антиферромагнитные структуры данных соединений могут быть разрушены в относительно небольших по величине магнитных полях, что позволит установить как влияние типа магнитной структуры на кинетические и термодинамические свойства, так и выявить аномалии электросопротивления в промежуточном

магнитогетерогенном состоянии в области индуцированных полем МФП.

В квазибинарных твердых растворах к'1_хк"х6а2 с различным типом анизотропии магнитных ионов можно было ожидать появления сложных магнитных структур, в том числе и ортогонального упорядочения магнитных моментов подсистем и' и и" . Наличие изоструктурного соединения 1Юа2 с валентностью и4+ и образующего с соединениям ГЮа2 ряд непрерывных твердых растворов позволяет проводить исследование влияния электронной концентрации на тип магнитного упорядочения в РЗ подсистеме.

Результаты, выносимые на защиту.

1. Разработка методики и получение монокристаллов соединений БЮа2, И = Сс1, Но, Бу, ТЬ, Ег и квазибинарных систем Егх-хНо^аг, Ег!_хихСа2.

2. Экспериментальные данные об основных магнитных характеристиках 1Юа2: параметрах кристаллического поля, температурах магнитного упорядочения, магнито-упругих и магнитотепловых характеристиках, а также фазовые диаграммы соединений и систем.

3. Выявление связи кинетических свойств соединений ИСа2 с особенностями их магнитной структуры и обнаружение гигантских изменений электросопротивления (Ар/р до 70 %) при перестройке их магнитной структуры под действием поля, которые могут быть связаны с деформациями поверхности Ферми.

4. Обнаружение пиков магнитосопротивления в области сосуществования фаз с различной магнитной структурой в квазиизинговском антиферромагнетике ЕгСа2.

5. Выявление качественных различий в процессах намагничивания метамагнетика Ег6а2 в квазистатическом или импульсном поле. Обнаружение необратимого разогрева монокристалла в процессе импульсного намагничивания .

6. Получение данных, свидетельствующих об ортогональном расположении магнитных моментов подрешеток в системах с конкурирующей магнитной анизотропией Ег2_ хНохСа2 и Ег!_хихСа2.

ГЛАВА 1. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА И ЭЛЕКТРОСОПРОТИВЛЕНИЕ АНТИФЕРРОМАГНИТНО УПОРЯДОЧЕННЫХ РЗ ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ

СОЕДИНЕНИЙ.

1.1. Основные взаимодействия в редкоземельных магнетиках .

Электронная структура РЗ атомов может быть представлена как совокупность полностью заполненной оболочки ксенона и дополнительных 4:Еп5з25рб5с11"06з2 электронов, где п принимает значение от 1 до 14. Магнитные моменты РЗ ионов обусловлены электронами незаполненных А£ оболочек. Радиус 4f оболочки составляет около 0.035 нм при радиусе И3+ иона около 0.1 нм. Таким образом 4£ электроны хорошо локализованы и не участвуют в образовании химических связей. Оператор полного момента J является хорошим квантовым числом и подчиняется схеме Рассела - Саундерса [5].

В силу того, что 4f электроны хорошо локализованы, интегралы перекрытия 4£ волновых функций малы и механизм прямого обменного взаимодействия не может объяснить относительно высокие температуры упорядочения РЗМ. В настоящее время общепринято, что за упорядочение магнитных моментов в чистых РЗМ и их металлических либо полупроводниковых соединениях ответственно косвенное обменное взаимодействие через электроны проводимости [5-9]. Обычно предполагается, что можно выделить две группы электронов : свободные электроны 6э и 5с1 оболочек и локализованные А£ электроны, которые образуют узкую энергетическую полосу. Такое разделение не всегда строго обосновано, поскольку в некоторых соединениях с Се, Ш, Рг Бт, Ей и УЬ были обнаружены эффекты, связанные с переменной валентно-

стью данных ионов [10] и, по-видимому, обусловленные б - £ гибридизацией. Гамильтониан обменного взаи-

модействия может быть записан в форме [6]:

Нз£ = 2Е Аз£ (га _ Ил) (э^п) (1.1.1)

где ЭПг Ип операторы спина и радиус векторы

электрона проводимости и РЗ иона соответственно, ASf -интеграл обмена.

Наличие взаимодействия между локализованным на ионе спином Б и свободными электронами приводит к поляризации последних. Наличие поляризации электронов проводимости в точке Нщ, в которой расположен другой РЗ ион, приводит к косвенному обменному взаимодействию магнитных моментов данных ионов через электроны проводимости. Гамильтониан косвенного обмена получается во втором порядке теории возмущений и может быть записан [б] в обычной Гейзенберговской форме :

Н = -ЕАкосв (Кп - 10 (8пЗт) (1.1.2)

Интеграл косвенного обмена в РККИ приближении может быть записан в виде:

9тгАЬ (0) N ,

Ак0св(Кп - Вт) =--^-(тг) Е ( 2к? I Ып - 1^1) (1.1.3)

где N, Ns - полное число электронов и число электронов проводимости соответственно, kF - квазиимпульс Ферми, а функция Рудермана - Киттеля F(x) зависит

только от произведения kF на расстояние между ионами х = 2 kF | Rn - R,„ I :

x cos x - sin x , „ _, F(x)=----(1.1.4)

x

Как видно из формул (1.1.3), (1.1.4), косвенное обменное взаимодействие медленно убывает с ростом R, т. е. является дальнодействующим и, следовательно, при анализе нельзя ограничиваться только учетом ближайших соседей. Кроме того, Акосв является осциллирующей функцией расстояния в силу осциллирующего характера функции Рудермана - Киттеля. Последнее может порождать сложные магнитные структуры в РЗ магнетиках. Интерметаллические РЗ соединения обладают гигантской магнитокристаллической анизотропией (МКА), обусловленной взаимодействием анизотропной 4f оболочки РЗ иона с электростатическим полем. Энергия МКА может быть сравнима с энергией обменного взаимодействия и оказывает существенное влияние на магнитную структуру и магнитные свойства. Гамильтониан взаимодействия с кристаллическим полем (КП) для гексагонального кристалла может быть записан в виде [7]:

Н = ав2°02° +рв40О40 +увб°06° + уВ66066 (1 . 1 . 5)

где а, (3, у - параметры Стивенса;

Ох"1 - эквивалентные операторы, зависящие от операторов углового момента [7];

Вхш - параметры кристаллического поля.

Параметры а, (3, у и операторы О]*1 протабулированы [7] , поэтому вся неизвестная информация заключена в параметрах КП Bim.

Свободная энергия гексагонального кристалла может быть также записана в виде:

Б = Бо + К2°Р2(соз-&) + К4°Р4 (соб&) (1.1.6) Кб°Р6 (соб^) + К66з1пб^соз6ф

где - коэффициенты магнитной анизотропии; Р^ (соэ^) - полиномы Лежандра;

& - угол между вектором намагниченности и осью [001]; ф - угол между проекцией вектора намагниченности на плоскость (001) и осью [100].

Коэффициенты анизотропии и параметры КП гексагонального кристалла связаны следующими соотношениями

Кроме того, энергия МКА для гексагонального кристалла может быть записана и в традиционной форме:

[1] :

К2°(Т) = а В2° <02°> К4°(Т) = (3 В4° <04°> К6°(Т) = у В6° <06°>

(1.1.7)

К66(Т) = (у/16) В66<066>

Еа = К^п2 $ + К2зл.п4 д

К3з1п6 в + К4зл.п60соз6ф

(1.1.8)

где Кх - константы анизотропии. Связь констант анизотропии и коэффициентов анизотропии приведена в [11] :

Кх = -[(3/2) К2° + 5 К4° + (21/2) К6°] К2 = (35/8) К4° + (189/8) К6° К3 = -(231/16) К6° (1.1.9)

К4 = К6б

Кроме одноионного вклада в МКА, обусловленного кристаллическим полем, возможно существование двух-ионного вклада, обусловленного анизотропным обменным взаимодействием [12], однако величина этого вклада обычно мала.

Исследование МКА в антиферромагнетиках имеет свою специфику. Значения констант МКА в ферромагнетиках, как правило, получают на основе измерений намагниченности вдоль различных кристаллографических направлений монокристаллов. При намагничивании антиферромагнетиков исходная АФ структура испытывает искажения, что приводит к изменению обменной энергии. Следовательно обменное взаимодействие влияет на процесс намагничивания при любой ориентации магнитного поля относительно кристаллографических осей, что требует учета одного либо нескольких обменных параметров. Поэтому, если это возможно, параметры КП лучше определять из измерений парамагнитной восприимчивости. Так величина В2° может быть записана в виде [13] :

10(0; -в;)

В°2=л пт ,, (1.1.10)

За(и -1)(2У+ 3)

где 0ра, 9РС - парамагнитные температуры Кюри вдоль осей а, с соответственно.

Параметры КП более высокого порядка могут быть определены из сравнения экспериментально измеренного

и рассчитанного нелинейного участка температурной зависимости парамагнитной восприимчивости. При этом параметры КП высших порядков являются подгоночными, что снижает надежность их определения.

1.2. Особенности магнитных свойств интерметаллические

соединения урана.

Как было отмечено ранее, соединение иСа2 изоструктурно соединениям ]ЯСа2 и образует с ними ряд непрерывных твердых растворов. Можно было ожидать, что исследование квазибинарных соединений (К-и)Са2 позволит получить информацию о влиянии электронной концентрации на тип магнитного упорядочения в РЗ подсистеме, а также, вероятно, информацию о характере 41 - 5£ обменного взаимодействия. В то же время магнитные свойства интерметаллических соединений урана имеют ряд особенностей.

В дополнение к заполненной электронной оболочке радона атом урана имеет еще 5:Е36с117з2 электроны [14] . Уран относится к легким актинидам и его магнитные свойства определяются наличием незаполненной 5£ оболочки. Средний радиус 5£ оболочки составляет примерно 0.07 нм, что больше, чем радиус Ы оболочки. Меньшая, по сравнению с электронами, локализация

электронов урана приводит к тому, что магнетизм некоторых соединений носит локализованный характер, а некоторых - зонный. Уран проявляет валентность иб+, и4+, и3+ [14], кроме того, он может проявлять переменную и промежуточную валентность [15].

Магнитный момент урана, рассчитанный по схеме Рассела - Саундерса ц = дСГЦ-в = д(Ь-3)|ив равен 3.28(ЫВ

для и3+, 3.20ц,в для и4+ и 0 для иб+. Величины магнитных

моментов, полученные в различных соединениях экспериментально, заметно отличаются от рассчитанных в этой схеме значений, т. е. схема Рассела Саундерса является для легких актинидов грубым приближением.

Степень локализации 5£ электронов на узле зависит от степени перекрытия 5£ волновых функций и, следовательно, от расстояния и - и. Как правило,

подрешетка урана находится в магнитоупорядоченном состоянии, если расстояние между ближайшими ионами урана (<^и-и) больше некоторого критического (с1к)

примерно равного 0.35 нм. При б. < с1к наблюдается парамагнетизм Паули, при с1 > с1к возникает магнитный порядок. Хорошо иллюстрирует это утверждение диаграмма Хилла [16], а также исследования по влиянию давления на магнитные свойства соединений урана [17].

Существуют и отклонения от этого правила. Например соединение иРе2 имеет с1 = 0.301 нм < с1к и

ферромагнитное упорядочение урановой подсистемы [15] ,

а в иСо5 з при расстоянии с!^ = 0.405 нм > <1к уран

отдает свои Ы электроны в 3с1 зону и не магнитен. Как

V указывается в [14] размерные соотношения определяют

степень локализации урана только в том случае, если отсутствует гибридизация 5£ электронов с другими группами электронов.

1.3. Процессы намагничивания и фазовые диаграммы

антиферромагнетиков.

Сложные магнитные Н - Т фазовые диаграммы РЗ антиферромагнетиков с преобладающим ± - £ обменным взаимодействием являются скорее правилом, чем исключением. Процесс намагничивания РЗ

антиферромагнетиков обычно носит нелинейный характер, на полевых зависимостях намагниченности наблюдаются участки с различной кривизной, а также скачки намагниченности, сопровождающиеся гистерезисом, т. е. перестройка исходной АФ структуры происходит путем фазовых переходов 1-го (ФП1) либо 2-го (ФП2) рода. Результаты экспериментальных исследований

опубликованы в ряде обзоров, например [18,19]. Теоретически наиболее изучен процесс намагничивания двухподрешеточного АФ, а наиболее просты для анализа два предельных случая - очень большой либо очень малой анизотропии.

Если энергия анизотропии (Еан) много меньше энергии обменного взаимодействия (Е0бм)г то при намагничивании вдоль вектора антиферромагнетизма (Ь), п�