ЯГР-спектроскопия на немагнитной примеси (119Sn) и магнитные свойства тяжелых редкоземельных металлов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

московский ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ им. М.В. ЛОМОНОСОВА

ФИЗИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ

« г п на правах рукописи

гН) ОЛ

подовиков Сергей Константинович

ЯГР-СПЕКТРОСКОПИЯ НА НЕМАГНИТНОЙ ПРИМЕСИ (1,95П)

И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ТЯЖЕЛЫХ РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ МЕТАЛЛОВ

Специальность 01.04.07 - физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва - 1994

Работа выполнена в Научно - исследовательском институте ядерной физики Московского Государственного Университета им. М.В. Ломоносова.

Официальные оппоненты:

- доктор физико-математических наук, профессор Стеценко П.Н.,

- доктор физико-математических наук, профессор Ирхин Ю.П.,

- доктор физико-математических наук, ведущий научный сотрудник Покатилов B.C.

Ведущая организация: Московский инженерно-физический институт.

¡Q /С30

Защита состоится п U" М® ft 1994 г. в / * ч. на заседании

специализированного совета Д.053.05.40 по защите диссертаций на соискание ученой степени доктора физико-математических наук при МГУ им. М.В. Ломоносова по адресу: 119899, Москва, ГСП, Воробьевы Горы, МГУ, физический факультет, криогенный корпус, ауд. 2-05, тел. 939-3825.

С диссертацией ыохно ознакомиться в библиотеке физического факультета МГУ.

Автореферат разослан "Р п аир • 1994 г.

Ученый секретарь специализированного совета Д.053.05.40 при МГУ им. М.В. Ломоносова, профессор, доктор физико-математических i J наук

С.А. Никитин

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы. История развития физики магнетизма насчитывает несколько сотен лет, однако бурное развитие этой отрасли физики началось в первой половине 19-го века в связи с открытием действия электрического тока на магнитную стрелку.

В начале нынешнего века П. Вейсом было сформулирована первая современная теория магнетизма. Она основывалась на феноменологическом подходе и использовала представление о молекулярном поле, которое в той или иной модификации применяется до настоящего времени. Эта теория положила начало изучению магнетизма как кооперативного явления. В рамках этого подхода было получено множество плодотворных результатов. Среди них - введение понятия обменного взаимодействия, идея антиферромагнетизма, теория магнитных фазовых переходов, зонная теория магнетизма и др. Появление несколько десятилетий назад новых магнитных объектов - редкоземельных металлов (РЗМ), вызвало волну новых теоретических и экспериментальных исследований. Кооперативный подход позволил описать основные черты магнитного поведения и этого класса магнетиков.

С другой стороны, с появлением редкоземельных магнетиков стала ощущаться потребность иного, по-видимому, микроскопического подхода к изучению магнитных явлений. Связано пто со специфическим характером редкоземельного магнетизма, носителем которого являются сильно локализованные и заэкранированные моменты 4/-оболочки. Эта потребность нашла свое удовлетворение в локальных методах сверхтонких взаимодействий (СТВ), появившихся в 40-е и 50-е годы. Среди них - ядерный магнитный резонанс (ЯМР), метод возмущенных угловых корреляций (ВУК), методика ориентированных ядер (ОЯ), ядерный гамма-резонанс (ЯГР), или иначе эффект Мессбауэра и, наконец, метод спинового вращения мюонов

Параметры сверхтонкого взаимодействия чрезвычайно чувствительны к детальной структуре волновых функций ионов в твердом теле, что позволяет получать сведения о магнитных свойствах вещества в областях пространства порядка атомного размера. Такая уникальная информация не может быть получена никакими другими методами. Применение методов СТВ в физике магнетизма редкоземельных магнетиков дало много новых и интересных результатов. Микроскопический подход к явлениям магнетизма проявляется не только в области эксперимента,

но также просматривается и в развитии современной теории магнитных явлений.

Вместе с тем, совместное развитие физики магнетизма и физики сверхтонких взаимодействий испытывает определенные трудности методологического характера. Связаны они с отсутствием последовательной микроскопической теории сверхтонких взаимодействий, на основе которой можно было бы извлекать достоверную информацию из экспериментально измеряемых параметров СТВ. Отсутствие такой теории связано, в свою очередь, с недостаточно полным пониманием того, как формируются магнитные и электрические сверхтонкие взаимодействия в веществе. Поэтому информация о магнетизме редкоземельных магнетиков, получаемая на основе методов СТВ, носит, в основном, эмпирический характер. Особенно это касается распространенного метода примесного немагнитного зонда в магнитной матрице, например, метода ЯГР - спектроскопии на примеси 1195п. Недостаточно ясно, например, какая часть информации относится к свойствам окружения примесного атома, и какая часть - к изучаемой магнитной матрице, или иначе, каков характер и степень возмущения, вносимого примесным зондом в матрицу? Не определены условия того, когда немагнитный зонд в РЗМ можно считать "хорошим" и когда "плохим". Малоизученная проблема - размер области формирования сверхтонкого магнитного лоля. Таким образом, можно считать, что границы области применимости мессбауэровской спектроскопии в физике магнетизма РЗМ очерчены недостаточно четко. Большинство отмеченных затруднений носит принципиальный характер и связано, в основном, с тем, что поведение немагнитной примеси в редкоземельной магнитной матрице изучено недостаточно глубоко.

Таким образом, на пути широкого использования физики сверхтонких взаимодействий в области магнетизма РЗМ существует актуальная методологическая проблема, которую следует считать недостаточно разработанной как в экспериментальном, так и в теоретическом отношении.

Цель работы. Целью настоящей работы является, с одной стороны, установление методологии использования ЯГР-спектроскопии на немагнитной примеси в исследованиях по магнетизму РЗМ, и с другой стороны - исследования собственного магнетизма РЗМ на основе корректно поставленного метода ЯГР. Указанная цель достигается в результате прецизионного измерения магнитного возмущения, вносимого немагнитным атомом-зондом в РЗМ-матрицу.

Научная новизна работы заключается в следующем:

1. Обнаружен новый класс магнитных образований на основе примесных немагнитных ионов в редкоземельных металлах, вокруг которых возникают области сильного магнитного возмущения. Эти области представляют собой специфические магнитные кластеры, которым было дано название - примесные магнитные центры в РЗМ ( сокращенно ПМЦ).

2. Развито новое направление физических исследований - экспериментальное и теоретическое изучение обнаруженного явления. Введен ряд новых физических понятий, характеризующих влияние иона примеси на свое магнитное окружение.

3. Найдены условия достаточно корректного применения метода ЯГР на немагнитной примеси к проблемам магнетизма РЗМ.

4. Решен ряд задач физики магнетизма РЗМ, касающихся детального устройства магнитных структур и характера обменного взаимодействия.

5. Произведена оценка размера области формирования сверхтонкого магнитного поля на немагнитной примеси в РЗМ.

6. Разработан комплекс криогенной аппаратуры, который обеспечивает прецизионное измерение параметров сверхтонких взаимодействий в широком диапазоне магнитных полей и температур.

Практическая значимость работы.

1. Обнаруженные в настоящей работе специфические области магнитного возмущения вокруг иона примеси (ПМЦ) могут иметь распространение в различных редкоземельных сплавах, используемых для технического намагничивания, магнитной записи и а постоянных магнитах. ПМЦ могут иметь значительное влияние на магнитные свойства этих объектов. Пути учета этого влияния и разработаны в данной диссертации.

2. Важнейшее свойство ПМЦ - магнитный гистерезис магнитной структуры- может найти практическое применение в принципиально новых, недоменных элементах магнитной памяти (магнитная нанотехноло-гия).

3. Предложенный в настоящей работе метод построения точных моделей магнитных структур РЗМ существенно дополняет возможности дифракционных методик (нейтронографии и магнитного рассеяния син-хротронного излучения).

4. Принципы разработки криогенной аппаратуры, применяемой в ядерно- спектроскопических исследованиях сверхтонких взаимодействий,

были использованы для создания соответствующего комплекса приборов и установок, эксплуатируемых в условиях ННИЯФ МГУ. Эти же принципы могут быть использованы для производства такого рода аппаратуры в более широких масштабах.

На защиту выносятся:

1. Результаты ЯГР - исследований сверхтонких взаимодействий на примеси 1195п в группе монокристаллов тяжелых РЗМ. Изучались зависимости от температуры и внешнего магнитного поля.

2. Концепция примесных магнитных центров в редкоземельных металлах, на основе которой проведен анализ полученных результатов измерений.

3. Теоретическое описание ПМЦ, проведенное на феноменологическом уровне на основе немногих исходных предположений.

4. Решение ряда задач физики магнетизма РЗМ. В числе их - измерение величины двухионной анизотропии обменного взаимодействия, доказательство регулярной неоднородности устройства винтовых магнитных структур, исследование эффекта магнитного гистерезиса структуры.

5. Оценка размера области формирования сверхтонкого поля на немагнитной примеси в РЗМ пределами ближайшей окрестности иона примеси.

6. Результаты разработки принципов изготовления криогенной ЯГР - аппаратуры.

7. Разработка технологии изготовления ориентированных монокри-сталлическнх ЯГР - поглотителей.

Апробация работы. Работа докладывалась на Всесоюзных Совещаниях по физике низких температур (Минск 1976, Москва 1979, Казань 1992), Всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Донецк 1977, Харьков 1979, Пермь 1981, Тула 1983, Калинин 1988), Всесоюзных Совещаниях по ядерно-спектроскопическим исследованиям сверхтонких взаимодействий (Москва 1985, Грозный 1987, Алма-Ата 1989), Всесоюзном Менделеевском Съезде по общей и прикладной химии (Баку 1981), Всесоюзном Симпозиуме "Неоднородные электронные состояния" (Новосибирск 1984), 4-ой Всесоюзной конференции по физике и химии редкоземельных полупроводников (Новосибирск 1987), 37-м Совещании "Ядерная спектроскопия и структура атомного ядра" (Юрмала 1987), 22-ой школе-симпозиуме физиков-теоретиков - Коуровка 22 (Ми-асс 1988), 5-ом Всесоюзном семинаре "Магнетизм редкоземельных спла-

вов" (Грозный 1988), Уральской научно-технической конференции "Применение мессбауэровской спектроскопии в материаловедении" (Ижевск 1989), Всесоюзной конференции "Прикладная мессбауэровская спектроскопия" (Казань 1990), 13-ом Всесоюзном Совещании "Получение, структура,физичесхие свойства и применение высокочистых и монокристаллических тугоплавких и редких металлов" (Суздаль 1990).

Работа докладывалась на международных конференциях: 20-м Конгрессе АМПЕРЕ (Таллин 1978), Международной Конференции по применению эффекта Мессбаузра (Алма-Ата 1983), Международных Совещаниях по ядерно- спектроскопическим исследованиям сверхтонких взаимодействий (Ужгород 1991, Дубна 1993), б-ой Международной Конференции по рентгеновской эмиссии и ее аналитическим применениям (Токио 1992)1

Результаты работы неоднократно докладывались на научных семинарах МГУ и на Ломоносовских чтениях.

Публикации. Всего по теме диссертации опубликовано 66 работ, из них 23 цитируется в списке литературы.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, 5 глав, основных результатов и выводов и списка литературы из 176 наименований. Общий объем работы составляет 344 страницы, в том числе 127 рисунков и 38 таблиц.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введения обоснована актуальность темы, кратко изложено содержание глав и показана научная новизна результатов.

В первой главе "Сверхтонкие взаимодействия и магнетизм редкоземельных металлов" рассмотрены возможности методов сверхтонких взаимодействий для изучения магнитных явлений в РЗМ. В связи с этим представлен обзор традиционных методик и подробно рассмотрены современные возможности методов сверхтонких взаимодействий (СТВ). Отмечены нерешенные проблемы методов СТВ. Поставлена задача настоящего исследования.

Глава начинается с обзора возможностей различных магнитных методов, обычно применяемых в исследованиях свойств РЗМ. Рассмотрены методы магнитной нейтронографии, магнитного рассеяния синхротрон-ного рентгеновского излучения, методы измерений намагниченности, восприимчивости, магнитной анизотропии и магнитострикции. Отмечено,

в

что исследования магнетизма в РЗМ традиционными методами отличаются одной характерной чертой. А именно той, что исследуемые свойства - магнитная структура, магнитная анизотропия, намагниченность и маг-нитострикция - отражают наличие дальнего магнитного порядка в РЗМ. Явления же, происходящие в пределах нескольких межатомных расстояний, этими свойствами никак не охватываются и понятийный аппарат для этих явлении слабо развит.

Далее рассмотрены возможности методов СТВ. Отмечается, что качественное понимание источников СТВ в целом достигнуто. Полный гамильтониан Н СТВ для данного иона в металле можно записать в виде

Н = Н' + Н" (1)

где Н' - внутриионное СТВ, а Н" • СТВ от внепшенонных источников. Относительные порядки Н' и Н" зависят от свойств иона и от свойств металла (матрицы). ЯГР - измерения на ядрах РЗ - ионов дают информацию о 4/ - оболочке я ее взаимодействии с окружением (атомные свойства, релаксация и др.). Информацию о матрице здесь выделить трудно по причине доминирования %'. Поэтому наиболее популярными изотопами для исследования магнитных свойств оказались 1Ь1Еи, у которого Н' = 0, и изотопы атомов немагнитных примесей (119Sn,157 Аи).

Приведено несколько характерных примеров достижений в исследованиях РЗ-магиетиков методами СТВ. Среди них - изучение обменного взаимодействия (роль ¡¿-электронов), исследование спиновых стекол и магнитных структур, проблема промежуточной валентности.

Рассмотрим выражение (1), применяя его к случаю сверхтонкого магнитного поля на ядре немагнитной примеси в редкоземельной металлической матрице, которое является основным предметом изучения в настоящей работе. В дальнейшем величина собственно сверхтонкого поля • будет обозначаться как II ст. Поле Нст на ядре немагнитной примеси можно выразить в виде

Нст= 2A(Z)(g - 1 )х£ - Д) <J>- (2:

я

где А = const для примеси с данным атомным номером Z, д - д фактор РЗ-иона, *-электронная спиновая восприимчивость, Л,_/ - инте грал з — /-обмена, г - радиус-вектор места локализации ядра примеси

Я - радиус- вектор РЗ-иона, </>- - среднее значение момента иона с

л *

радиусом-вектором Д. Данное феноменологическое выражение следует из общих представлений теории молекулярного поля. Со структурой выг ражения (2) тесно связана постановка задачи настоящего исследования.

Постановка задачи. С первых лет развития мессбауэровской спектроскопии было заманчиво изучать различные магнитные явления. Из изложенного выше ясно, что здесь целесообразна схема метода на ядрах немагнитных атомов. Особенно интересно было применить метод к ряду редкоземельных металлов, магнетизм которых все еще довольно слабо изучен. Однако первые же работы в этой области сразу поставили ряд вопросов, а именно:

1. Соответствует ли структура векторов <./>- (см.(2)) магнитной структуре матрицы? Или иначе, не возмущена ли магнитная структура окружения атома примеси?

2. Соответствует ли вектор (г — Д) расстояниям и направлениям, существующим в кристаллической структуре матрицы? То есть, возмущена ли и сколь сильно кристаллическая структура окружения атома примеси?

3. Сколь сильно изменяется обменное взаимодействие А,-г вблизи примеси в сравнении с чистого металла?

4. Сколь далеко простирается суммирование по векторам Д в соотношении (2). то есть каков радиус области формирования сверхтонкого поля?

5. Каковы условия того, что немагнитный зонд в РЗМ можно считать "хорошим" или "плохим"? Или иначе, каковы границы области применимости мессбауэровской спектроскопии в физике магнетизма РЗМ?

6. При условии решения, или нахождения подходов к решению поставленных выше проблем, какого рода информацию о магнитной структуре и механизме обменного взаимодействия можно получить, используя метод на немагнитных примесях?

Решению, поиску подходов к решению поставленных вопросов и посвящена настоящая работа.

В главе второй описаны методические разработки, технические устройства и приборы, создание и усовершенствование которых было необходимо для выполнения экспериментального цикла настоящей работы.

Из постановки физической задачи настоящей работы следует, что ме-

тодика проведения необходимых экспериментов должна реализовывать следующие возможности:

1. Возможность приложения достаточно сильных магнитных полей в области гелиевых температур (для преодоления сил гигантской магнитной анизотропии РЗМ);

2. Возможность проведения температурных измерений во всех областях магнитного упорядочения РЗМ (4.2 К - 293 К);

3. Возможность работы с монокристаллами РЗМ (для изучения эффектов пространственной ориентации магнитных моментов);

4. Возможность проведения длительных (до нескольких суток) автоматизированных измерений (по причине малого содержания примеси 5п в образцах).

Все эти возможности были реализованы в настоящем экспериментальном цикле путем разработки соответствующей аппаратуры и новых методик.

Можно выделить несколько типов установок, разработанных, нзгото-зленных и использованных в работе. Среди них:

Сверхпроводящий магнит с поперечным полем. Установка такого рода необходима потому, что поле, приложенное в плоскости ЯГР-поглотителя (то есть поперечное, перпендикулярное направлению -у - излучения) не ослабляется действием размагничивающего фактора. Основа установки - криостат, вмещающий в себя жидкий гелий, обе катушки СП-магнита и камеру с теплообменным газом, в которой находится образец. Физико- технические параметры установки таковы: количество заливаемого гелия -12.5 л, средняя скорость испарения - 0.185 л/час, минимальная скорость испарения - 0.10 л/час, время срабатывания СП-ключа (для работы в короткозамкнутом режиме) -10 сек, критический ток магнита - до 80а, максимальное поле - 60 кЭ, рабочий диапазон температур - 4.2 - 100 К, точность стабилизации температуры - 0.1 К. Возможна замена образца при залитом гелии и работающем СП-магните.

Сверхпроводящий магнит с продольным полем. Эта установка была предназначена для создания магнитных полей, перпендикулярных к плоскости образца. Для этих целей вполне достаточно использования лишь одного соленоида, что значительно упрощает конструкцию. Охлаждение образца осуществляется здесь за счет теплового контакта с гелиевой ванной. Длина каркаса катушки - 100 мм, внутренний диаметр - 30 мм. Магнит снабжен СП-ключом. Максимально достижимое магнитное

поле 41 хЭ. Установка широко использовалась в хронологически первых экспериментах с поликристаллами РЗМ.

Наливной гелиевый крисстат. Для работ без приложения внешнего магнитного поля были изготовлены несколько типов криостатов. В данном типе - поглотитель находится в атмосфере теплообменлого газа (гелия). Объем гелиевой емкости ~ 2.9 л, скорость испарения гелия ~ 0.1 л/час. Рабочий диапазон температур - 4.2-80 К - при заливке жидким гелием и 77-290 К - при заливке жидким азотом. Точность автоматического поддержания температуры - 0.1 К в течение нескольких суток. Применено криогенное новшество собственной разработки - низкотемпературные металлические (Мд,Ве) окна с миниатюрным индиевым уплотнением.

Проточный гелиевый криостат обслуживает следующий ряд потребностей эксперимента: 1) быстрый переход от гелиевой температуры к комнатной, и наоборот, 2) удобное сочетание криостата с другими физическими установками, например, электромагнитом, 3) малые размеры ЯГР-поглотителя (ф 8-10 мм), 4) пространственная мобильность криостата. Установка состоит из сифона для подачи газожидкостной смеси в криостат и собственно криостата с миниатюрными размерами (ф 34 мм, /=СС0 мм). Тонкое регулирование температуры на образце осуществляется на основе двух принципов: первого, традиционного - это непосредственная передача тепла от нагревателя к образцу, и второго, нового - это управление потоком смеси с помощью того же нагревательного устройства.

Разработки методики работы с монокристаллами РЗМ. Большая часть настоящей работы была выполнена с монокристаллическими ЯГР-поглотителями. Специфика их состоит в том, что они должны удовлетворять следующим требованиям: 1) быть достаточно тонкими (0.10-0.15 мм), чтобы пропускать мягкое 7-излучение, 2) иметь достаточную поверхность (~ 2—Зс.«2) для обеспечения нормальной светосилы установки, 3) быть ориентированными вдоль определенных кристаллографических осей и 4) иметь высокую степень монокристалличности как внутри, так и на поверхности. Для удовлетворения этих требований была разработана специальная технология. Исходные монокристаллы РЗМ с примесью 1135п были изготовлены в Гиредмете из сырья чистотой 99.99% методом рекристаллизацнонного отжига. Образец после отжига представлял собой диск ф 30 мм и толщиной 4-5 мм. в котором имелось несколько крупных зерен. Далее в этими зернами проводились операции электро-

искрового выделения, ориентации в гониометрической головке, электроискрового разрезания на пластины непосредственно в головке, шлифовки и повторной рентгеновской ориентации. Поглотитель собирался из нескольких прецизионно сориентированных монокристаллических пластин.

М ессбаузровскал техника. Применявшийся спектрометр содержал как стандартные блоки и приборы, таи « устройства, разработанные и изготовленные в у овиях НИ71ЯФ МГУ. В числе последних - вибратор электродинамичес .по типа на 40 гц с системой управления, пропорциональный газонаполненный счетчин, сцинтялляционные кристаллы. Использовался много анальный анализатор NT А - 512В, сзязгшный с вычислительной мат ;ной типа СМ-3. Использованная техника характеризуется в целом: 1) высокой стабильностью работы в течение нескольких суток, 2) возможностью стыковки с различными типами криостатов и электромагнитом и 3) возможностью применения различных типов детекторов. В качестве радиоактивного источника использовалось соединение Ca119mSn03 активностью 20-30 мкюрк, изготовленное в условиях НИИЯФ МГУ.

ЭВМ — обработал. Все полученные спектры проходили ЭВМ - обработку на вычислительных машинах тмлз БЭСМ-4, БЭСМ-6, СМ-3, а также персональном компьютере типа IBM. Использовались различные модели и концептуально различные программы обработки спектров.

В третьей главе "Экспериментальное обнаружение н исследование новых магнитных образований в РЗМ - примесных магнитных центров" содержатся отгеты на основные вопросы постановки задачи данного исследования.

Многочисленные попытки непосредственного применения метода ЯГР на диамагнитных примесях к задачам магнетизма РЗМ всякий раз оставляли в тени один важнейший вопрос: не повлияла ли примесь каким-то способом на матрицу? С первого взгляда кажется, что вопрос этот неразрешим. ДекстБЧте;;ыю, ЯГР-информацня, доставляемая ядром примеси, является смешанной, включающей в себя и возможное возмущение и влияние собственно матрицы. A priori степень этого смешения неизвестна, а характер информации представляется заданным, характеризующим систему "примесь-матрицы" при данных внешних условиях. Для прояснения ситуации был спланирован и проведен специальный эксперимент.

Был выбран объект с заведомо коллинеарной магнитной структурой - тербий в ферромагнитной области. Внешнее поле Ва прикладывалось

в плоскости образца вдоль оси легкого намагничивания 5. Нет на ядре 1195п в ТЬ отрицательно, то есть антипараллельно магнитному моменту домена. Наложение В3 должно поэтому приводить к уменьшению зеема-новскоги расщепления ЯГР-слектра на величину Вл. Однако, оказалось, что спэктр при наложении Ва может расширяться, а Дет - увеличиваться. Были изучены зависимости Нет от B¡ для ряда температур (рис.1). Характерный их вид - это кривые, возрастающие от исходного значения (Eím°) и выходящие далее на насыщение (Н"т) в полях ~ 2.5 кЭ, уровень которого превосходит исходные значения на ~ 16%.

Как объяснить столь необычное поведение H г. г,? Можно предположить, что в окружении атома примеси моменты не строго кол-лицеарны, а повернуты на некоторый (средний) угол а. Тогда наложение Вл просто подмаг.чнчивает структуру н дает добавку в суммарный магнитный момент окружения примеси (ДЛ/Л1т) и, соответственно, добавку в Еет (АЗст). Следовательно, поворот моментов из окружения примеси на угол а уменьшает относительный вклад в ПСТЯ с 1 до cosa, и справедливо выражение

cosa = Ят°/Я?„

Из рис.1 можно определить, что а достигает весьма большой величины ~ 30°. Так впервые было доказано, что в коллинеарной магнитной структуре окружение немагнитного примесного атома может быть существенно неколлинеарно. Этот эксперимент стимулировал постановку серии дальнейших опытов по более внимательному изучению поведения примеси. Были выявлены другие, весьма специфические свойства этого поведения. Рассмотрим их более подробно.

Разориеитация моментов. Зависимости для матрицы ТЬ типа рис.1 были получены в широкой области температур с использованием криогенной техники, описанной выше. Расчет по формуле (3) приводит к

>3

129S

<<à

L

0 f 2 3 4 В*хЭ

Рис.1. Зависимость Пст в монокристалле ТЬ от В, !| ó а - 195 К. 5 - 204 К

(3)

зависимости угла а от температуры (рис.2), которая оказалась возрастающей от 10° при 4.2 К до 30" при подходе к точке Кюри (220 К).

Аналогичные исследования разоркентации моментов были проведены также ь матрице монокристалла диспрозия (1)у + С.3агп.%из5п). Поле Ва прикладывалось вдоль оси легкого намагничивания а. Зависимость угла а от Т, представленная на рнс.З, также оказалась возрастающей с ростом Т.

Весьма своеобразно проявляется ризорнентация моментов в конической феррамагаштаол

Л

30" 20* 1Ш•

п.4 5«ГЛ

ш

< л

Ь—Т

~~' ¡д~лЬеО № 200 220 ЪК

структуре Ег. ЯГР-спектры монокристалла £г+0.3ат.%1195п (вырезанного в плоскости с — Ь) описываются суперпозицией дву:: секстетов линий. Из ЯГР-данных можно найти, что угол полураствора конической магнитной структуры 9 ~ 39°. Независимые измерения магнитных макроскопических параметров, проведенные на этом же образце, дают 9 для невозмущенной матрицы (0О) равным 35°. Следовательно, возмущение магнитной структуры здесь - это изменение угла раствора конуса, то есть примесь стремится "раскрыть" конус, приблизить его к планарному типу структуры. Наблюдалась также разориентация моментов в винтовой структуре гольмия (в базисной плоскости). Для этого изучались зависимости

от В1. В поле За = 40 кЭ мо- Рнс.З. Зьеисишсть от темнератури менты В матрице выстранва- среднего значения ¡-тли поворота иохеитои ЮТСЛ параллельно. В отсут- Бу вокруг атома примеси 5п

о м

Рис. 2. Зависимость от температуры среднего лшчонна угла поворота моментов ТЬ ьохруг атома прлмесн 2п

£ 30

20

10

/

м-—**

20 АО 60 80 Т,К

ствие Д, эта параллельность нарушается в силу двух причин: 1) образования геликоидальной структуры в матрице, 2) собственно разорнента-ции моментов в плоскости локализации атома примеси. Отсекая гелико-идальность матрицы, можно оценить меру разориентацни моментов Да •в 18 - 19° з области гелиевых температур.

Эффект разориентацни моментов наблюдался также в кол-линеарной структуре матрицы Тт. Здесь угол а оценен в ~ 24° в области гелиевых температур. К числу наиболее замечательных свойств окружения атома примеси относится

Магнитный гистерезис о кол.гинеарной магнитной структуре. Особенно наглядно это явление выражено в зол-шшеарной ферромагнитной структуре Оу. Поле Вя напряженностью до 4.3 кЭ прикладывалось в базисной плоскости, время его действия не превышало 15 мин. Снятие поля вызывало необратимое увеличение П:т на величину до ~ 15% (со 148 до 168 кЭ). Характерные ЯГР-спектры приведены на рис.4, а зависимости Нет от Ва для 77 К - на рис.5. Из рис.4 видно значительное расширение спектра после действия поля, а из рис.5 - насыщение Пет в полях ~ 2кЭ. СфорМИрованное гистерезиское состояние устойчиво, оно сохраняется по крайней мере не менее недели. Разрушить его можно

Рнс.4. ЯГР спектры йу + О.Л ат.% ш5п при Т=77 К: а - в отсутствие внешнего ыагнигного лолл Д,, 6 - после действия в базисной плоскости В* — 4.3кЭ

-Ь

ю

Рнс.5. Магнитный гистерезис сверхтонкого поля Нсп в монокристалле Оу -г 0.3 ат.% 1135п, Т=77 К 1 - общепринятое поведение Пст

только путем нагрева на ДТ > 8 К, то есть переходом через точку Кюри (85 К для Dy). Суть этого явления состоит в том, что Ва подмагннчн-вает локальное, исходно разориентнрованное, окружение атома примеси, что приводит к увеличению Еет. Однако, после снятия Вя эта сформированная магнитная структура не исчезает, а "замораживается", что и выражается в магнитном гистерезисе Нет.

Отмеченные особенности поведения магнитного окружения атома примеси. а также некоторые другие, излагаемые ниже, привели к необходимости введения нового физического понятия - примесного магнитного центра в РЗМ.

Определение понятия примесного магнитного центра в РЗМ. Понятие F -центров в щелочно-галсидных кристаллах как об анионных вакансиях, захвативших избыточные электроны, возникло довольно давно в научной литературе [1]. Существуют также понятия V-центров (с недостающим электроном, то есть дырок) и примесных центров в щелочно-галоидных кристаллах (в качестве примесей рассматриваются E,N,0,S,Ag,Mn). Однако, все эти понятия связаны с электронными свойствами упомянутых систем, в которых отсутствует магнитный порядок.

Поведение одиночных магнитных атомов в немагнитных матрицах описывается такими терминами как "гигантский магнитный момент" (Fe и Со в Pd) или "виртуальное связанное состояние" (атомы переходных металлов в матрице типа Си или А1).

Понятие примесного магнитного центра в редкоземельных металле, или сокращенно ПМЦ (IMC), касается магнитного возмущения, вносимого атомом примеси (в нашем случае немагнитной примеси 5п) в редкоземельную матрицу. Итак, ПМЦ - это система, состоящая из иона примеси, притянутого к нему электронного облака и магнитных моментов матрицы из ближнего окружения.

С первого взгляда кажется, что ПМЦ на немагнитных атомах Sn - это просто слабо возмущенная область хрпсталла, не имеющая права на существование как самостоятельный физический объект. Однако, эксперименты показали, что, наоборот, ПМЦ является очень сильным локальным возмущением матрицы, привносящим в нее ряд новых, специфических черт, часть из которых уже описана выше. На основании экспериментальных фактов настоящей работы была предложена примерная

модель ПМЦ (рис.6). Здесь Мо - это направление локальной намагниченности в "С-плоскости, МI в +1 плоскости, М-1 в -1 плоскости. При построении модели были использованы некоторые выводы теоретических работ [2,3].

В случае 5п, валентность которого равна +4, направления на атом примеси являются осями трудного намагничивания и моменты направлены под 90° к ним. Примесь, являясь магнитной дыркой, существенно ослабляет обменное взаимодействие в своем окружении. Известно, что ослабление обмена в Б у и ТЬ приводит к переходу их структур в геликоидальную фазу. По-видимому, здесь происходит то же

самое: моменты в "+1" и "-1" плосхостях повернуты на некоторые углы. До более далеких областей возмущение доходит слабо, так что развитие геликоида приостанавливается и возникает структура, которую уместно назвать квазигеликоидом.

Магнитный гистерезис. Обратимся снова к явлению магнитного

Рис.б. Модель примесного магнитного центра для в РЗМ

гистерезиса в Оу. Рис.6 проясняет микроскопический механизм этого явления. А именно, наложение достаточно сильного Ва выстраивает преимущественно в одном направлении моменты в "(Г-плоскости и в "-1" и "+1" плоскостях, что существенно увеличивает Млок (и Нст соответственно). Была получена кри вая зависимости гистерезиса в Бу от температуры, которая предста-

лНг

кЗ

го

<0

й га

60

Рис.". Температурная зависимость магнитного гистерезиса Н,т в влена на рис.7. Характерно, что эта монокристалле Цу + 0.3 ата.% 1195п

кривая имеет также н нижний предел ~ 50К и весьма значительный рост с температурой. В матрице ТЬ наблюдались также аналогичные, хотя и более слабые гистерезисные явления. Хронологически первым, однако, был обнаружен гистерезис в поликристаллических образцахНо.

Обработка спектров Но проводилась по модели двух секстетов лорен-цевских линий. Параметрами служили - ЯьЯг - поля на ядрах, 61,63 -изомерные сдвиги, А\,Аз - интенсивности секстетов, 7/2 - ширина лнкии. Гистерезис по параметрам Е\ и Яг весьма значителен (до 20 %) и имеет вполне определенный температурный предел в 26.6 ± 1.0 К. Кроме гистерезиса по параметрам Лет, здесь наблюдается гистерезис по параметру А1/А1.

Рассмотрим теперь явление гистерезиса в поликристаллическом эрбии. ЯГР - спектр здесь описывается аналогично случаю матрицы гольмия. Исходный размытый спектр после снятия Ва превращается в довольно четкий секстет линий, т.е. действие Ва сводится к резкому уменьшению относительного веса секстета Я?, или иначе, к увеличению Ах/А^.

Явление гистерезиса в Ег имеет вполне определенную температурную границу (38 ± 1) К, как видно из рис.8, где представлено температурное поведение отношения (А\[А'г после действия Вл) к [А^/А-г при Ва = 0).

Результаты опытов с монокристаллом Ег + 0.3 ат.% 5п приведены в табл.1. В одном случае Ва было приложено на время ~ 10 мин. вдоль оси с. в другом -в базисной плоскости. Как можно видеть из табл.1, параметры и Я] являются весьма стабильными во всей серии опытов, а параметр А1/А-2, наоборот, чрезвычайно изменчив, и как раз по этому параметру наблюдается сильный гистерезисный эффект.

по

<05

Ш

40

м и м

V

а

а а

* I

Рис.8. Магнитный гистерезис параметра а\/а2 для матрицы эрбия

Таблица 1. ЯГР-параметры монокристалла эрбия, Т =11 К.

Ни кЭ Я2, кЭ А1/А2

Яа= 0 110.8 ± 0.3 83.6 ± 1.3 3.4 ± 0.5

После снятия

Д, = 4.7кЭ || с 110.4 ± 0.3 83.3 ± 0.5 1.6 ± 0.2

После снятия

В„ = 4.7кЭ 1. с 109.9 ± 0.5 79.2 ± 4.1 7.4 ± 0.5

Существенен вопрос о природе секстетов #1 и Я2 в Но и Ег. Сам факт появления второго секстета - свидетельство каких-то неоднородностей в винтовой магнитной структуре. Поиск их привел к модели "спин-слип" [4], в которой моменты в соседних базисных плоскостях располагаются либо в виде дублетов, либо они повернуты на 60° (слип). Комбинацией дублетов и слипов можно получить нужный волновой вектор г магнитной структуры. Обозначение этой структуры • п, где • означает слип, а п -число дублетов, следующих подряд.

Пример структуры • 5 приведен на рис.9. Видно, что в спин-слип структуре четко выделяются два положения атома примеси, условно отмеченные как I и II. Положение I имеет большее Млок и связано с полем #1, положение II - соответственно с полем Яз. Действие Ва может привести к переходу в другую спин-слип структуру, с иным отношением заселенностей положений I и II. Это и приводит к изменению пара- Рис.9. Сгош-слнп структура -5

метра А\!Аъ в гистерезисных спектрах Но и Ег. Подробно спин-слип представления изложены в главе 5.

Гистерезисный эффект наблюдался также в матрице Тт.

Гистерезис ПМЦ, в принципе, может быть использован для создания элементарных носителей магнитной памяти с предельно малыми размерами и соответствующих технических устройств с очень высокой плотностью записи информации.

Собственная магнитная анизотропия. Выяснилось, что ПМЦ

намагничиваются в весьма малых полях ~ 2 —3кЭ (см., например, рис.1 и рис.5), в то время как поля магнитной анизотропии матриц РЗМ обычно не менее чем на порядок превышают эти значения. Если принять за основу модель ПМЦ типа рис.tí, то эта закономерность объясняется тем, что намагничивается ПМЦ в основном за счет поворота моментов в плоскостях "'-гIй и "-1", то есть за счет деформации квазигеликоида. Но для такого рода перестройки как раз и не требуются большие поля, как и для деформации обычных геликоидальных структур РЗМ.

Метастабилъностпъ. При некоторых условиях (обычно вблизи точки Нееля) ПМЦ теряет устойчивость и распадается в структуру, имеющую меньшую МЛ01е. Наиболее характерно это явление выражено в ТЬ. Оказалось, что растепление спектра может зависеть от макроскопического времени порядка часов и дуток (рис.10). Из рис.10 видно, что уменьшение Нст со временем наиболее заметно при подходе к Ту, то есть "распад" поля ускоряется с ростом Т.

Наложение Вл ~ 1.0кЭ вдоль направления легкого намагничивания Ъ значительно тормозит распад. От времени зависит также полуширина линии 7/2. Она растет от ~ 1.2 до ~ 1.7 мм/сек по прошествии 35 часов (Г = 227.2 Я"). Однако, в приложенном поле Ва — 0.5кЭ роста не наблюдалось.

Реакция системы на импульс Ва(~ Юлил) приводила к торможению распада, что выражалось в характерном "всплеске" на кривых типа рис.10. Интересна также реакция системы на резкое (~ 1сех) выключение или Включение ПОЛЯ (рис.11). После вы- Рис.10. Временные зависимости сверхтонс ДержКИ В течение 47 часов В Ва = полей в монокристалле ТЬ при различны: 1 кЭ поле выключалось. Далее про- температурах, кривая I для Д, = 0.5* Э исходил плавный и достаточно глубокий распад в течение ~ 20 часов. Последовавшее затем включение Вй возвращало систему моментов в исходное состояние.

Явление распада можно описать следующим образом. Уменьшение

И,1 .3

60

I ток

Г'

го

ft-H-f-H-t

Ni

К | 22SM

n

ц

Ч

г ггг,чк

То ш х w 1

Нет - это уменьшение МЛ0К у ПМЦ.

Вполне вероятно, что на отдельных ПМЦ это изменение происходит мгновенно, в то время как другие центры находятся при этом в исходном "нераспавшемся" со стоянии, то есть существует определенная вероятность перехода из метастабильно-го (#ет велико) в стабильное (Ят мало) состояние. С течением времени в образце накапливаются области, Рис.11. Влияние постоянно приложенного где ухе произошел поворот поля В„ и его выключения и включения на МОМеНТОВ И Нет МЭЛО. Воз- скорость распада Нт в монокристалле ТЪ никает суперпозиция парциальных спектров двух типов: "исходного" и "распавшегося", которая постепенно сдвигается в сторону "распавшегося" спектра. Внешне это должно выражаться в уменьшении со временем расщепления спектра и росте параметра т/2, что и наблюдается.

Физическая сущность явления распада связана, по-видимому, с тем, что в области Гу наиболее существенна для образования магнитного порядка лишь обменная энергия, сравнимая здесь с энергией тепловых флуктуаций. Благоприятным обстоятельством в отношении неустойчивости структуры является наличие конкурирующих обменных взаимодействий в ТЬ, что приводит к фрустрации некоторого количества моментов и дополняет механизм тепловых флуктуаций. Приложение поля Д, создает параллельную ориентацию моментов и увеличивает их энергию взаимодействия между собой. В результате этого вероятность флуктуаций обменной энергии уменьшается, то есть в 1 сек распадается меньшее число кластеров, что эквивалентно уменьшению скорости распада. Понижение температуры также должно замедлять распад из-за резкого возрастания обменной энергии.

Явление распада имеет, по-видимому, отношение к эффекту гигантской магнитной вязкости в РЗМ, известной со времени работы [5], а также к процессам длиннопер йодной релаксации в спиновых стеклах (аморф-

Я, „Э

ж

-Ы-1

Т-225,5К

I___Н.4,3

га

\

иа 50 60 70 10 90 *схы

«7

о

ный ТЬ может образовывать спиновое стекло). Индивидуальность ПМЦ пр-ивопнт к боиоо ярзкяау проявлению г то го свойства матрицы в пределах локальной области центра. По оценкам [2] время распада Нст экспоненциально зависит от "числа я моментов в ПМЦ и при п = 45, действительно, может составить величину порядка суток, что позволяет судить о размерах центра.

Фрустрация мг,м*нтов.К±к видно из рис.С, в ПМЦ ¡возможна фрустрация моментов (моменты 1 и 2). Это приводит к двум значениям Нет. Одно из них связано с параллельной ориентацией моментов 1 и 2, второе - с антипараллельион. Время жизни фрустрированных состояний, по-видимому, достаточно велико для того, чтобы зозникло. отличное от нуля значение Нет. Экспериментальная проверка заключалась в систематическом измерении ширины линии 7/2 в матрицах ТЬ и Бу при 4.2 К. В матрице ТЬ, где ось Ъ выступает в качестве оси легкого намагничивания, фрустрационный эффект должен отсутствовать. Измерения, проводившиеся в течение нескольких лет в различных экспериментальных условиях, показали, что, действительно, параметр 7/2 для Бу превышает соответствующий параметр для ТЬ на ~ 11%. Систематическое уширение линий для Бу можно интерпретировать как следствие наличия суперпозиции двух зеемансвских секстетов с близкими (в пределах нескольких %) значениями Я,т, что вполне согласуется с фрустрацион-ными представлениями.

Локальная магнитостприхция. ПМЦ, имеющий магнитную структуру, отличную от структуры матрицы, в принципе, должен обладать и собственной магнитострикцней. Магнитострикцнонные сжатия и растяжения решетки ПМЦ должны, вообще говоря, отражаться на величине параметра изомерного сдвига 6. Должна быть также разница 6 в двух типах мест I и II спин-слип структур (рис.9). Такая разница действительно наблюдалась. Возможны, по-видимому, два канала связи Млик —'- 6. Один из них - это магнитострикция, существенно разная в положениях I и II. Второй - различная экранировка 5 - электронов атома примеси 5й- электронами из ближайшего окружения в положениях I и II, что может приводить к различию плотности 5 - электронов и, соответственно, к разнице Д<5. К сожалению, ни тот, ни другой каналы связи не поддаются в настоящее время теоретической сценке. Существование возможной разницы магнитострикций в двух типах мест I и II служит в

пользу того представления, что между матрицей и ПМЦ есть разностный шпгатостриюшонный эффект. Локальная стрикция должна иметь больший масштаб своего проявлепия, чем магнитострикцня матрицы, из-за отсутствия статистического усреднения по решетке.

Таковы основные, специфические свойства новых магнитных образований в РЗМ - примесных магнитных центров.

В четвертой главе представлено теоретическое описание ПМЦ. Свойства ПМЦ можно выделить в две группы. Первую группу можно назвать условно "ориептащюнной". Она включает в себя эффекты разориента-ции и тесно связанной с ней фрустрации моментов. Вторую группу, подчиненную первой, можно назвать "магннтострикдионной" (рис.12). В нее входят эффекты локальной магнитострикдии, магнитного гистерезиса и метастабильностн. На стыке этих двух групп свойств можно поместить явлеяне собственной магнитной анизотропии.

Свойство магнитного гистерезиса. В этом разделе главы представлены расчеты энергетического баланса ПМЦ, рассматриваемого как однодоменное микроскопическое образование. Показано, что для магни-тострикциотгого эффекта ПМЦ справедливо выражение

где А, (5,6) - магнитострикцня насыщения, первый индекс в круглых скобках означает направление Ва, второй - направление измерений, ДАх0'0 - изменение константы обменной магнитострикдии, вызванное действием Ва. Полную энергию ПМЦ IV в расчете на один атом можно записать в виде функций от относительного изменения параметра ДЬ/Ь

(4)

Ориентсционмад группа

Рашриемта- ш мои1»мто5 •Ьруст рация

Магните с трикциоммо« группа

Мшнигпиьш гистерезис " И /школьмс« нзгиито-стракииа

Метиста- . сил ьиссть

Рис.12. Систематика свойств ПМЦ

IV = -цВа + Иг.я„Х£А1Ъ) + ЯГ.еиХЬЬ/Ь) + И^(АЬ/Ь) (5)

где первое слагаемое - энергия магнитного диполя в магнитном поле,

второе - энергия магнитной анизотропии, третье - обменного взаимодей-ртчи*) чвт»вртрв - м&гнитоутгругел анергия. Имеющихся литературных данных и экспериментальных панных настоящей работы достаточно для количественной оценки IV. Переход от значения к МЛ}К производится в рамках выражения (2). Расчет выполнен для конкретного случая

Видно, что кривая IV обнаруживает характерный минимум в поле ~ 1.75 кЭ. Аналогичная кривая для Г ~ 20К минимума не имеет (рис.136). Таким образом, после снятия Ва у магнитной структуры ПМЦ появляется возможность "застрять" в потенциальной яме на том уровне энергии, хоторый соответствует полю Ба / 0. Отсутствие минимума для Г с; 20К согласуется с экспериментальным фактом наличия нижнего предела явления гистерезиса в Бу. Итак, магнитострикционная энергия, являясь сама но себе достаточно малой, способна сдвигать энергетический баланс в выражении (3) в сторону возникновения необратимых, гистерезисных. явлений.

Свойство .нетастабь,1ьносгпь. ПМЦ, ькшочающий в себя немагнитный атом, может рассматриваться как зародыш магнитной структуры, которая должна сменить исходную, например, антнферромагитной структуры в области Т < Тс. Это связано с ослаблением обменного взаимодействия в окружении примеси, что должно, в принципа, сдвигать вниз точку Кюри. Но сдзиг Тс можно хнггрпретировать как изменение

магкитострихционного давления в матрице. Оно возникает потому, что с ростом Т происходит, как будет показано ниже, относительное (относительно матрицы) расширение ПМЦ. Это вызывает противодействие матрицы, то есть положительное давление. Следует различать давление внутри ПМЦ - р", давление в матрице границей ПМЦ - р'. Очевидно, что

р и давление, ооу слов ленное

Р" = Р° + Р', (6)

Используя общие представления теории метастабильных систем, можно показать, что в рассматриваемом случае справедливо следующее выражение для работы образования критического зародыша

Wk = В/(ЬТС)Я,

(Г)

где В = const, ДТс - сдвиг точки Кюри из-за действия магнитострик-ционного давления. Выражения (6) н (7) послужили основой для расчета температурной зависимости относительной вероятности распада ПМЦ в ТЬ, которая представлена на рис.14. Видно, что эта вероят-

ность ничтожно мала в области Г/Ту от 0 до 0.5 и только при дальнейшем повышении Т начинает существенно возрастать. Приложение магнитного поля

Р

0.3 ОД 0,1

о ои о,г а,з OA o,s o,6 oj o,s 0,9 улу^

Рис.14. Расчетная температурная зависимость вероятяоети распада ПМЦ ТЬ

приводит к исчезновению границы ПМЦ, то есть р" становится равным р°,Ар О.ДТс 0 и И^ —► оо. Б результате распад в магнитном поле резко тормозится, что и наблюдалось.

Температурные аномалии сверхтонких полей. В группе тяжелых РЗМ было проведено подробное изучение зависимостей Нет на ядрах от температуры в отсутствие Ва■ Характерная особенность этих кривых, если их строить в приведенных к Т = 4.2К единицах, состоит в заметном отклонении (аномалии) их от функции спонтанной намагниченности матрицы. Аномалия для ТЬ, Ву, По - отрицательна, для Ег -

положительна, для ¿¡У - мала, и ео всех матрицах зависит от заряда примеси. Физические источник такого рода аномалий изучаются довольно дыша, однако достаточной ясности а этой проблеме не достигнуто. В работе предложено объяснение на основе свойств НМД.

Как отмечалось выше, з Ву и То с ростом Т происходит увеличение угла разорнеыации моментов а (рнс.2 и 3). Следствием этого является уыеяыденяе иеллт±ины Млвк/М™* а 1,1™ и Ах,*\тах -

максимальные значения МЛ(К и А^'0 при данном Г. Величина А1С1,С1 отрицательна для ТЬ и Ву, то есть она характеризует собой магнитострикцн-онное сжатие. Следовательно, с ростом Г происходит уменьшение сжатия, или иначе, относительное расширение ПМЦ, которое приводит к уменьшению в сравнении с матрицей абсолютного значения величины обменного взаимодействия в пределах ПМЦ. В результате возникает тенденция к внртуальпому сдвигу Т,. или Т,у вниз по Т. Но в таком случае кривые температурных зависимостей СТ- полей неправомерно приводить к Тц для чистой матрицы, они должны быть приведены к меньшей температуре. Расчет этого эффекта выполнен на основе уравнения для функции спонтанной намагниченности тп для данного спина 5

го

Ч

35 5 + 1

т)

(В)

где В, - функция Брнллю-эна и * = Т/Т^. Проводилось решение этого трансцендентного уравнения для некоторого множества значений Т/Т^. Далее для каждой из кривых тп(Г/Гу) находилось среднеквадратичное отклонение от экспериментальных точек. По принципу минимума этого отклонения выбиралась оптимальная Рне.15. Расчетные кривде твмлсрлтурисй кривая, и, следовательно, сдвиг зых;ишс;я магнитного моиснта для Ту. пример расчета для ТЬ ммриаи ТЬ, 5 = 3, а - Т/Ту = 0.85,

приведен на рпс.15. 5 - Т/Тк = 0,31, в - Т/Тн =1 ,

Гипотеза локальной стрик- • - мсперкменталыше значения Нсп

ции объясняет малую аномалию для а отсутствием орбитального момента у ОИ, что приводит к невозннкновенню вокруг атома примеси осей локальной анизотропии и разориентации моментов. Положительная аномалия для Ет связана с другим, чем для ТЬ, Бу, Но, знаком константы магнитной анизотропии, то есть в Ет с ростом Т решетка ПМЦ должна относительно сжиматься, а IV - виртуально сдвигаться вверх. Зарядовая зависимость аномалии сопряжена с различным устройством ПМЦ в зависимости от заряда примеси (изменение направлений осей легкого намагничивания).

Собственная магнитная анизотропия. Был выполнен расчет кривой намагничивания ПМЦ на основе модели рис.б и без использования данных по Нет, за исключением результатов по магнитной анизотропии. Далее была рассчитана зависимость магнитострикции ПМЦ от величины Ва, которая достаточно хорошо совпала с соответствующей кривой, найденной из эксперимента.

Главой четвертой завершается экспериментальное и теоретическое описание новых магнитных образований в РЗМ - примесных магнитных центров. Приведенные данные позволяют сделать вывод о существовав нии этих микрообъектов как вполне определенной физической реальности.

В пятой главе рассмотрено еще одно свойство ПМЦ, а именно взаимодействие его с матрицей. В рамках этого свойства заключена информация о магнетизме матрицы, которую можно получить методом ЯГР на немагнитных примесях.

Критерии применимости метода ЯГР «а немагнитных примесях к изучению собственного магнетизма РЗМ. Суммируем кратко представления об искажениях магнитной структуры в пределах ПМЦ, которые были изложены выше: 1) искажения всегда присутствуют в той или иной степени, 2) далее границы ПМЦ эти искажения не распространяются, 3) исследовательским зондом является, строго говоря, не ион 5п, а весь "клубок" моментов ПМЦ с ионом примеси в центре. В связи с этим возникает естественный вопрос - как в условиях возмущенного микрообъекта получить информацию о матрице как таковой? В ответе на этот вопрос центральным является, по-видимому, понятие границы ПМЦ. Обменное взаимодействие в матрице управляет поведением границы центра. Поэтому, строго говоря, матрицу "чувствует" именно граница, передающая информацию вглубь, вплоть до геометрического

центра ПМЦ. Метод ЯГР не способен собирать информацию только с периферии ПМЦ, он отражает интегральное состояние центра в целом. Поэтому возможны пва подхода к решению проблоиы: 1} знать точно, как искажается магпигная информация щ:н движении от периферии к центру ПМЦ, 2) найти условия, при которых искажения минимальны. Последний подход представляется белее плодотворным. Действительно, можно найти такие условия, при которых искажения в ПМЦ минимальны. Их можно перечислить в виде: 1) заряд иона прниеси такой же, как у иона матрицы (+3), 2) температура вблизи О К, где углы разориен-тации моментов минимальны, 3) наложение внешнего магнитного поля, выстраивающего моменты более или менее пграллельно, 4) исследование матриц с заведомо геликоидальной структурой, которая легко стыкуется с квазигеликоидальной структурой ПМЦ. Рассмотрим конкретные задачи, которые были решены в настоящей работе в рамках условий 1) -4).

Соизмеримые состояния в винтовых структурах. Метод ЯГР позволил подойти к явлению соизмеримости магнитной и кристаллической структур на уровне устройства лохалыюй магнитной структуры, что позволило прояснить его физическое содержание.

В матрице По были обнаружены сингулярности в температурных зависимостях параметров сверхтонких взаимодействий (24 К - периодичность 11 атомных слсев, 95 К - 8 слоев). Очевидна связь этих явлений с вариациями магнитной структуры. Явление соизмеримости тесно связано с конкретной моделью устройства геликоидальной структуры. По-видимому, наиболее адекватна физической реальности модель спик-слип, описанная выше. Метол ЯГР позволил существенно подкрепить и обосновать эту модель. Можно привести неоюл^ко характерных примеров.

В матрице Ег в предположении того, что Неп формируется при взаимодействии с ближайшими соседями был вычислен для Ф - и АФ • областей параметр А\/А^. Спин-слип структуры в Ф -области описаны выгае (рис.9). В А<Ь -области правильной структурой является ряд чередующихся квартетов, в которых моменты направлены то вверх, то вниз по оси с. Слипом (дефектом) является триплет моментов. Например, в структуое -5 на пять квартетов приходится один триплет (•)■ Результаты расчета приведены в табл.2.

Табл.2. Параметр Ai/A? в эрбин.

т т тип спин-слип А, /А,

0 - 20 5/24 • -3 3

20 - 25 1/4 2 1

27 6/23 •5 11/12 (0.917)

29 5/19 •4 9/10 (0.900)

34 4/15 •3 7/8 (0.875)

40 3/11 •2 5/G (0.833)

51 2/7 •1 3/4 (0.750)

Согласие данных табл.2 с экспериментальными данными, приведенными на рис.16, как видно, достаточно хорошее. Отношение сверхтонких полей II \ /Hi также хорошо описывается в рамках обсуждаемой модели. Например, как можно видеть из рис.17, Н\! Hi для матрицы Но с высокой степенью точности постоянно на уровне ~ 1.35 в широкой области температур. Но именно так н должно быть по модели спин-слип, в которой Млоч(1)/Млвк{П) = const вне зависимости от температуры. Устойчивость структур

I и II была продемонстрирована также в опытах по гистерезису в матрице Ет (табл.1).

Спин—слип структуры — исследования магнитными методами и методом >iSR. Весь изложенный до сих пор материал касался почти исключительно метода ЯГР. которым были получены все основные экспериментальные результаты. Однако, применялись также и другие методы для решения отдельных конкретных проблем. При этом был получен ряд данных, дополнивших ЯГР-результаты.

Рис.16. Параметр А1/А2 в эрбии, штриховая линия - расчет по модели спин-слип

7Г+гг7'!е~\''-ч"а—1---1—н-4-**,

о го зо 4а ао бо ¿и аа эо юо но т,к

Например, были подробно изучены кривые намаг- „ <

ничивания вдоль оси с мо- 'Нг

2 О

нокристалла Ет+С.З ат.% ^ П85'п (совместно с КОФБФ Д физ. ф-та МГУ). На этих ^ кривых впервые наблюдались характерные изломы, которые были идентифицированы с перестройкой одной спин-слип структуры В Другую ПОД ДеЙСТВИ- Рис.17. Отношение сверхтонких полей в матрице ем Ва. Действительно, су- гольмия в зависимости от температуры

шествует, по-видимому, взаимосвязь между величиной угла полураствора конической структуры 0 и типом структуры в базисной плоскости. А именно, изменяя 0 (например, под действием Ва) можно инициировать ряд последовательных спин-слип структур в базисной плоскости и, наоборот, смена таких структур (например, при изменении Т) должна, в свою очередь, вызывать скачкообразное изменение угла в.

Тот же самый монокристалл Ет изучался на установке по исследованию внутреннего трения (совместно с КОФЕФ физ. ф-та МГУ). Впервые была продемонстрирована чувствительность этого метода к явлению соизмеримости. Были обнаружены острые пики в точках соизмеримости, которые совпадают по положению на температурной шкале с данными табл.2. Найдено также общее резкое увеличение внутреннего трения в области спин-слип переходов. Интерпретация этих результатов связана с тем, что спин-слип структуры с нечетным отношением квартетов к триплетам (•1,-3,»5) являются феррнмагнитными с малым магнитным моментом вдаль оси с. Наличие некомпенсированных, далеко отстоящих и слабо связанных моментов механически "размягчает" систему, что и приводит к диссипации энергии, особенно заметной в точках соизмеримости.

Методом спинового вращения р+-мезонов (совместно с РПЦ "Курчатовский Институт") изучался монокристалл Но на предмет исследования спин-слип структур. В той области температур, где не наблгодзются соизмеримые переходы (вблизи Тдг), была обнаружена одна частота прецес-

сии мгооиа, что не противоречит модели магнитной структуры. Введено понятие мюонного магнитного центра как системы на основе ц+ -мгаона (заряд +1) и магнитного окружения.

Размер области формирования Нет. Выше при обсуждении проблемы неоднородных магнитных спиралей было сделано предположение о формировании Нет за счет влияния только ближайших соседей. Проверка этого предположения на основе всего массива экспериментальных данных показала, что оно достаточно обосновано, хорошо объясняя следующие факты, полученные при изучении винтовых структур эрбия а гольмия: 1) два значения Яет (а не 3 и 4), 2) постоянство Н\. и Яг при смене типов спин-слип структур, 3) доминирование секстета 3\ (Лх/Л2 > 1), 4) постоянство отношения Н\/Яг в широких температурных интервалах, 5) близость экспериментальных значений Ах/А^ и Я1/Я2 к значениям, вычисленным по модели спин-слип. Таким образом, следует признать, что суммирование в формуле (2) распространяется лншь на 12 ближайших соседей атома примеси. Этот вывод, в принципе, не противоречит современным теоретическим представлениям о механизме обменного взаимодействия, изложенным, например, в работе [6]. Расчеты внутриатомных обменных интегралов Л/-^, и для редкоземельных трехва-

лентных ионов приводят к выводу о доминирующей роли J^}-ъd> то есть о близкодействующем характере обмена. В поле прямого Ъв. — Ъй обменного взаимодействия попадают 5-электроны ионов, окружающих атом примеси. В результате нх поляризации локализированными 5й-электронами возникает сверхтонкое поле на примеси, имеющее признак сугубой локальности.

Измерение величины анизотропии обменного взаимодействия. Механизм обменного взаимодействия в РЗМ до сих пор недостаточно ясен. Существует, например, проблема ко-личествешюй оценки роли двух-ионной анизотропии обменного взаимодействия, теоретический подход к которой разработан достаточно полно, а экспериментальное решение окончательно

Рис. 18. Схема постановки опыта по поиску двуслойной анизотропии обменного взаимодействия в ТЬ

не найдено. Суть постановки ЯГР-опыта иллюстрируется на рис.18. Здесь представлены схематичные картины 4/-плотностн (по а и Б направлениям) в коллйнеарноы ферромагнетике. В обычном гейзенберговском изотропном обмене энергия взаимодействия не зависит от угла а между параллельными моментами и линией, их соединяющей. Учет орбитальных моментов (X), и, следовательно, анизотропии электронной плотности дает следующее выражение для энергии обмена

IV ~ ¿(2Ь - 1)(ею8а - 1/3) (9)

Отсюда видно, что левая и правая части схемы рис.18 должны отличаться по значениям обменной энергии и, соответственно, Нст. Параметры опыта: Т = 4.2К,Ва = 34кЭ. Были проведены две серии однотипных экспериментов с интервалом ~ 0.5 года на одной и той же установке. В серию входили: а) эксперимент с Ва = 0, б) эксперимент с Ва || а, в) эксперимент с Ва || Ъ. Было НаЙДеНО, ЧТО Нет — Нет — 2.72 ±0.8кЭ. Таким образом, анизотропия Нст действительно наблюдается, хотя она довольно мала. Анализ этого результата с использованием формулы (2) и известной связи А/_/ ~ А2,-/ привел к заключению по двум сериям экспериментов, что ДА/_//Л/_/ = 2.0 ± 0.5%. Резюмируя, можно сказать, что анизотропная часть обменного взаимодействия составляет ~ 2% от изотропной. Эта величина согласуется с данными по измерениям анизотропии обмена магнитными методами, выполненным в 70-х годах на физическом ф-те МГУ [7].

Магнитный гистерезис магнитных структур РЗМ. Для изучения вопроса о том, сколь далеко простирается явление гистерезиса магнитной структуры, были привлечены методы макроскопических магнитных измерений, позволяющие судить о намагниченности образца в целом. Выяснилось, что гистерезис в матрице Ет, например, действительно наблюдается, причем его температурный предел несколько ниже (~ ЗОЙ"), чем найденный из ЯГР-данных ЪЬК). Гистерезис матрицы теоретически рассмотрен в настоящей работе путем решения уравнений, связывающих температурный предел гистерезиса с параметрами матрицы. Установлено, что существует зависимость этого предела от температуры, при которой включается Ва.

Магнитные фазовые переходы. В принцийе, существует связь между величиной электронной восприимчивости \ (выражение (2)) и тем

или иным типом магнитной структуры, как это показано, например, в [8], где получены выражения для скачка магнитного момента электронов проводимости при переходе из ферромагнитной фазы в антиферромагнитную. Наблюдавшиеся в настоящей работе скачки Нет при таком переходе можно объяснить, по-видимому, не одним только изменением Млак, а и изменением поляризации электронов проводимости. На этой основе можно сделать тот или иной прогноз о форме поверхности Ферми в данной матрице.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Обнаружен новый класс магнитных образований на основе примесных немагнитных ионов в редкоземельных металлах, вокруг которых возникают области сильного магнитного возмущения. Эти области представляют собой специфические магнитные кластеры, которым было дано название - примесные магнитные центры в редкоземельных металлах (сокращенно НМД).

2. Развито новое направление физических исследований - экспериментальное и теоретическое изучение обнаруженного явления. В связи с этим:

• Введен ряд новых физических понятий, характеризующих влияние иона примеси на свое магнитное окружение - собственная магнитная анизотропия, локальная магнитострикдия, сдвиг точки Нееля;

• Выполнен цикл экспериментальных исследований ПМЦ. Выявлены их специфические физические свойства. Среди'них - впервые обнаруженные эффекты разориентации моментов, магнитного гистерезиса магнитной структуры и метастабильности. Кроме того, выделены свойства собственной магнитной анизотропии, фрустрации моментов и локальной магнитострикцни. Особенно следует отметить явление гистерезиса, которое может иметь важное прикладное значение;

• Проведено теоретическое описание ПМЦ. В рамках его выполнены расчеты и оценки эффектов гистерезиса и метастабильности. Установлена ведущая роль локальной магнитострикцни в этих явлениях. На основе понятия сдвига точки Нееля описаны обнаруженные

сильные температурные аномалии сверхтонких магнитных полей. Построена расчетная кривая намагничивания ПМЦ;

• Установлены критерии применимости метода ЯГР на немагнитной примеси для изучения собственного магнетизма редкоземельных металлов.

3. Решен ряд задач физики собственного магнетизма редкоземельных металлов. В числе их:

• Измерение величины двухиодной анизотропии обменного взаимодействия - до 2%;

• Доказательство регулярной неоднородности устройства винтовых магнитных структур;

• Первое ЯГР - наблюдение эффекта соизмеримости магнитной и кристаллической структур, первые наблюдения этого явления некоторыми магнитными методами;

• ЯГР - идентификация спин-слип винтовых структур;

• Исследование эффекта магнитного гистерезиса магнитной структуры редкоземельного магнетика.

4. Получены результаты в области физики сверхтонких взаимодействий - сделана оценка размера области формирования сверхтонкого магнитного поля на немагнитной примеси в редкоземельном металле. Установлено, что эта область ограничена ближайшими к иону примеси соседними моментами матрицы.

5. Получен ряд методических и практически важных результатов. Среди них:

• Разработка физических основ технологии изготовления и лабораторное изготовление комплекса криогенной аппаратуры, обеспечивающего прецизионное измерение параметров сверхтонких взаимодействий в широком диапазоне магнитных полей и температур (0-60 кЭ, 4.2-293 К);

• Разработка технологии изготовления ориентированных монокристаллических редкоземельных ЯГР-поглотителей.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Godovikov S.K., Snigirev V.G. Magnesium windows with miniature iridium sealing for helium cryostats used in Mossbauer studies // Cryogenics. 1976.-P.247-248.

2. Godovikov S.K.,Kozin M.G., Turovtsev V.V., Shpinel V.S. Hyperfine fields acting on diamagnetic impurities and the anisotropic exchange via the s- and d- electrons in the rare -earth metals // Phys.stat.sol. (b). 197e.-tf.78.-Nll.-P.103-lll.

3. Богданов П.В., Годовиков C.K., Козин М.Г., Туровцев В.В., Шпинель B.C. Эффективные поля на диамагнитных примесях в редкоземельных металлах // )K3T<S.1977.-T.72.-N6.-C.2120-2129.

4. Богданов П.В., Годовиков С.К., Козин М.Г., Шпинель B.C. Магнитный гистерезис сверхтонкого поля на примесном олове в металлическом гольмии // Письма в ЖЭТФ.1977.-Т.26.-Ш.-С.327-330.

5. Bogdanov P.V., Godovikov S.K., Kozin M.G., Moreva N.I., Shpinel V.S. Features of hyperfine interaction of tin impurities in metallic holmium // Hyperfine interactions.l978.-N5.-P.333-335.

в. Богданов П.В., Годовиков C.K., Козин М.Г. О новом фазовом переходе в гольмии в области 96-98 К // Тезисы докладов Всесоюзной конференции по физике магнитных явлений. Харьков: ФТИНТ АН УССР.1979.-С.426-427.

7. Bogdanov P.V., Godovikov S.K., Kozin M.G., Shpinel V.S. Study of magnetic hysteresis of hyperfine fields // Magnetic resonance and related phenomena (Proceedings of XX-th Congress AMPERE) Berlin-Heidelberg-New-York: Springer-Verlag. 1979.-P246.

8. Годовиков C.K., Богданов П.В., Козин М.Г., Морева Н.И. Магнитный гистерезис магнитных структур тяжелых редкоземельных металлов // ФТТ.1981.-Т.23.-М.-С.990-997.

9. Годовиков С.К. Новые особенности магнитных структур эрбия и гсльлшя // ФТТ.1985.-Т.27.-Ы5.-С.1291-1299.

10. Godovikov S.K. Hystérésis of REM magnetic structure // Applications

of Mossbauer effect. New-York-London-Paris-Montrew-Tokyo, Amsterdam: Gordon and Breach. 1985.-V.2.-P.531.

11. Chibirova F.H., Zaharjin D.S., Roginskaja Yu.E., Beloya I.D., Godovikov S.K. New effects of magnetism of C03O4 // Applications of Mossbauer effect. New-York-London-Paris-Montrew-Tokyo, Amsterdam: Gordon and Breach. 1985.-V.2.-P.519.

12. Годовиков С.К. Магнетизм редкоземельных металлов и сверхтонкие поля на немагнитных примесях // Известия АН СССР, серия физнческая.1986.-Т.50.-К12.-С.2315-2325.

13. Годовиков С.К., Метлушко В.В., Морева Н.Й., Фиров А.Н., Диамагнитная примесь в магнитной структуре - локальная разориентация моментов в тербии // ФТТ.1987.-Т.29.-КЗ.-С.685-691.

14. Годовиков С.К. Примесные магнитные центры в РЗМ - образование, структура и свойства // Тезисы докладов 5-го Всесоюзного семинара "Магнетизм редкоземельных сплавов". Грозный: ЧИГУ. 1988.-С.94-95.

15. Годовиков С.К., Морева Н.Й., Фиров А.И. Магнитное окружение примеси Sn в ТЬ. Структура и свойства // Известия АН СССР, серия физическая.1988.-Т.52.-№.-С.1683-1687.

16. Годовиков С.К. Примесные магнитные центры в редкоземельных металлах // ФТТ.1989.-Т.31.-К2.-С.97-104.

17. Годовиков С.К. Мессбауэровские исследования магнитных свойств редких земель. Сборник "Физика и химия редкоземельных полупроводников". Новосибирск: Изд-во "Наука". 1990.-С.23-26.

18. Годовиков С.К., Морева Н.И., Садовский А.А., Фиров А.И. Примесные магнитные центры в монокристаллах Dy и Ет // Известия АН СССР, серия физическая. 1990.-T.54.-N9.-C.1674-1680.

19. Godovikov S.K., Nikitin S.A., Tishin A.M. Spin-slip transitions in erbium induced by magnetic field // Phys.Letters.-1991.-V.A158.-N5.-P.256-269.

20. Гуревнч Й.И., Ивантер И.Г.,... , Годовиков C.K., Никитин С.А., Ти-шин А.М. Исследование магнитных свойств гольмия ¡iSR -методом. Препринт ИАЭ-5388/9. М.:1991.-С.1-4.

21. Годовиков С.К. Магннтострикция примесных магнитных центров и сверхтонкие взаимодействия // Известия РАН, серия физическая. 1992.-T.56.-N7.-C.102-109.

22. Nikitin S.A., Tishin A.M., Godovikov S.K., Bodryakov V.Yu., Avenarius I.A. Maxima of internal friction and NGR-peculiaiities of erbium in the region of spin-slip transitions // Journal of magnetism and magnetic materiais.l993.-V.125.-P.190-194.

23- Головиков С. К- , Садовский А. А. , Фисов А. И. Соизневиные состояния в винтовых структурах селнозенельных металлов и ЯГР-слектроснопия на немагнитных псинесях // ФТТ. 1993- -Т. 35- -N12- -С. 3204-3212-

Цитированная литература

1. Вертхейм Г., Хаусман Ф., Зандер В. Электронная структура точечных дефектов (пер. с англ.). М.:Атомиздат.-1977.

Дрхин Ю.П., Розенфельд Е.В. Сверхтонкие шля на ядрах примеси в магнетиках=высокой анизотропией // Известия АН СССР, серия физическая.1988.-Т.52.-Ш.-С.1878-1682.

3. Ирхин Ю.П., Розенфельд Е.В. Локальная анизотропия и эффект возникновения нескольких сверхтонких полей на ядрах примеси в РЗ металлах // ФТТ.1988.-Т.30.-М.-С.205-209.

4. Bohr J., Gibbs D. Spin - slips and lattice modulations in holmium: a magnetic X-ray scattering study // Physica. 1986.-V.140A.-P.349-358.

5. Белов К.П., Никитин C.A., Гуртовой К.Г. Магнитная вязкость в редкоземельных ферромагнетиках // ЖЭТФ.1968.-Т.55.-Ш.-С.157-158.

6. Hong-Shuo Li, Li Y.P., Coey J.M.D. R-T and R-R exchange interactions in rare earth (RE) - transition metal (T) intermetallics: an evaluation from relativistic atomic calculations // J.Phys.: Condens. Matter. 1991.-V.3.-P.7277-7290.

7> Белов KiJl. Р»у;кт«мед*.иые магнетики и их применение. М.: Изд-во 'Наука".-1980.

8. Каганов М.М., Каминская Е.П. Особенности спиновой поляризации электронов проводимости в редкоземельных металлах при переходе ферромагнетик - простая спираль // ЖЭТФ.1978.-Т.75.-М4.-С.1487-149G.