CC BY
7
Особенности полевых и температурных зависимостей магнитострикции многокомпонентных сплавов Sm0.2(Y, Tb)0.8Fe2
Т. А. Алероева,1,2 А. С. Илюшин,1,3 З.С. Умхаева,2,3 Н.Ю. Панкратов,1,а И. С. Терёшина1
1 Московский государственный университет имени М. В. Ломоносова, физический факультет. Россия, 119991, Москва, Ленинские горы, д. 1, стр. 2. 2 ФГБОУ ВО «Чеченский государственный университет». Россия, 364907, Грозный, ул. А. Шерипова, 32. 3 ФГБУН Комплексный исследовательский институт имени Х. И. Ибрагимова РАН. Россия, 364051, Грозный, Старопромысловское шоссе, 21а.
Поступила в редакцию 19.01.2020, после доработки 05.02.2020, принята к публикации 05.02.2020.
В работе приведены результаты синтеза и изучения магнитострикционных свойств сплавов многокомпонентной системы 8ш0.2(У, ТЬ)0.8ре2. В данной системе, варьируя концентрацию компонент, температуру и внешнее магнитное поле, можно влиять на конкурирующие обменные взаимодействия и наблюдать целый ряд уникальных явлений, таких как компенсация намагниченности и компенсация магнитострикции. Методом рентгеноструктурного фазового анализа установлено, что данные сплавы обладают кристаллической структурой фазы Лавеса С15. Продольная и поперечная магнитострикции исследованы в области температур от 80 до 300 К в магнитных полях до 12 кЭ. При использовании экспериментальных значений были рассчитаны объемная и анизотропная магнитострикции. Обнаружена инверсия знака объемной магнитострикции в соединении Бшо.гУо.вРег при Т = 150 К. Показано, что объемная магнитострикция ряда исследованных сплавов практически не изменяется и близка к нулевому значению в широкой области температур 150-300 К. Полученные результаты обсуждены в рамках модели трехподрешеточного магнетика с конкурирующими обменными взаимодействиями.
Ключевые слова: фазы Лавеса, магнитострикция, обменные взаимодействия, спин-переориента-ционный переход.
УДК: 537.634.2, 537.622.6. РЛСБ: 75.80.+Я.
ВВЕДЕНИЕ
В настоящее время, в связи с бурным развитием ряда отраслей техники и новых технологий остро стоит проблема получения магнитных материалов нового типа с уникальным комплексом свойств. Наибольший интерес вызывают редкоземельные интер-металлиды стехиометрии ИМ2 (где И — редкоземельный элемент, а М — 3^-элемент) со структурой фаз Лавеса (кубической фазы С15 или гексагональной С14), демонстрирующие огромное разнообразие физических свойств [1-4]. В соединениях данного типа обеспечивается возможность комбинирования в одном соединении магнитоактивных ионов различного типа, благодаря использованию 4/- и 3^-металлов. В результате получаются сплавы, которым присущи свойства как 3^-металлов (достаточно высокие температуры Кюри), так и 4/-магнетиков (гигантская магнитострикция и высокая магнитная анизотропия).
Известно [5, 6], что в 4/-3^-магнетиках действуют сравнимые по величине обменные, магни-тоанизотропные и магнитоупругие взаимодействия. В результате в них возникают сложные магнитные структуры и фазовые переходы (при изменении внешних параметров, таких как температура, магнитное поле и давление): метамагнитные, спин-переориентационные и др. В области переходов наиболее ярко проявляются особенности магнитных свойств 4/—3^-магнетиков. Кроме того, большинство редкоземельных соединений и сплавов со структурой фазы Лавеса С15 обладает гигантской магнитострикцией [6, 7]. В связи с этим, создание новых композиций с наиболее уникальным комплексом магнитных и магнитострикционных свойств является актуальной задачей. Одним из направлений поиска новых материалов с оптимальными
параметрами является создание многокомпонентных систем редкоземельных интерметаллидов с полной или частичной компенсацией магнитной анизотропии. Такая компенсации может быть достигнута в сплавах смешанных квазибинарных составов или более сложных системах.
Следует отметить, что исследование интерметаллических соединений типа ИМ2 со структурой фаз Лавеса С15 имеет огромное прикладное значение. Связано это с тем, что, благодаря разнообразию свойств, эти интерметаллиды и родственные им соединения находят широкое применение в металлургии, лазерной технике, полупроводниковой электронике и в других областях. Сплавы и соединения редкоземельных металлов обладают способностью абсорбировать водород в достаточно больших количествах [8, 9], поэтому их можно использовать в качестве аккумуляторов водорода для батарей, топливных элементов и водородных компрессоров. Особо актуально в последнее время применение фаз Лавеса в некоторых областях энергетики и медицины [10].
Теоретические исследования и опыт практического изучения соединений, близких по составу (БшРе2, ТЬРе2 и системы (Бш,ТЬ)Ре2 [11-16]), привели нас к необходимости проведения комплексного исследования магнитных и магнито-стрикционных свойств многокомпонентных сплавов Зш0.2(У, ТЬ)0.8Ре2. Некоторые магнитные характеристики (температуры Кюри, полевые и температурные зависимости намагниченности) данных сплавов ранее исследованы нами в работе [17]. Обнаружен ряд интересных явлений, в том числе явление магнитной компенсации. Упомянутые явления обусловлены изменением знака и величины обменных взаимодействий в системе.
а Б-шаП: pankratov@phys.msu.ru
За основу системы Зш0.2(У, ТЬ)0.8Ре2 взяты два соединения, ЗшРе2 и ТЬРе2, обладающие рекордными значениями констант магнитострикции разного знака. В данной системе наблюдается конкуренция обменных взаимодействий Зш-Ре и ТЬ-Ре в зависимости от концентрации ионов немагнитного иттрия, вводимых в редкоземельную подрешетку. Обменные взаимодействия, их тип, знак и величина определяют в конечном счете весь спектр уникальных магнитных и магнитострикционных свойств соединений данного типа.
Соединение ЗшРе2 демонстрирует отрицательную спонтанную магнитострикцию [15], в то время как соединение ТЬРе2 — положительную [13]. Известно, что в системе ТЬ1_гЗш2Ре2 [11] происходит инверсия знака спонтанной магнитострикции в области концентрации самария г = 0.45. В системе (Зш,У,ТЬ)Ре2 внедрение ионов иттрия позволяет выделить вклад РЗ подрешетки в обменное взаимодействие и изменить концентрацию РЗ ионов, при которой происходит инверсия знака магнитострикци-онных констант. Так же разбавление редкоземельной подрешетки иттрием в системе Зш0.2(У, ТЬ)0.8Ре2 позволяет (варьируя концентрацию тербия и иттрия) получить состав с полной компенсацией намагниченности [17]. При этом иттрий не вносит изменений в кристаллическую структуру сплава, так как обладает таким же атомным радиусом, что и «редкие земли». Поэтому в системе наблюдаются только эффекты разбавления магнитной редкоземельной подрешетки. Более того, разбавление редкоземельной подрешетки немагнитным иттрием и увеличение расстояния между ионами тербия и самария приводит к изменению величин конкурирующих друг с другом обменных взаимодействий ТЬ-Ре и Зш-Ре (магнитные моменты ионов Зш3+ и ТЬ3+ упорядочиваются соответственно параллельно и антипараллельно моменту железной подрешетки), что должно сказаться на поведении магнитострикционных свойств сплавов системы.
Цель данной работы — изучение особенностей полевых и температурных зависимостей магнитострик-ции многокомпонентных сплавов Зш0.2(У, ТЬ)0.8Ре2, как свойства наиболее чувствительного к изменениям обменных взаимодействий, а также выявление основных механизмов, ответственных за формирование особенностей на полевых и температурных зависимостях магнитострикции. Для исследований в работе были получены сплавы 8ш0.2(УхТЬ1-х)0.8Ре2 (х = 0,0.2,0.4,0.6,0.8,1.0). Исследование магнито-стрикции сплавов данной системы позволит изучить трансформацию не только межподрешеточного обменного взаимодействия И-Ре (при разбавлении редкоземельной подрешетки атомами немагнитного иттрия), но и обменного взаимодействия в самой редкоземельной подрешетке.
1. ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Синтез сплавов 8ш0.2(УхТЬ1-х)0.8Ре2 (х = 0,0.2, 0.4,0.6,0.8, 1.0) произведен на основе высокочистых РЗМ и Ре в дуговой печи с нерасходуемым вольфрамовым электродом на медном водоохлаждаемом поду специальной конструкции в атмосфере очищенного
инертного газа (аргона) при нормальном давлении. Затем образцы подвергались гомогенизирующему отжигу в течение 2 недель.
Аттестация сплавов проводилась методом рент-геноструктурного фазового анализа на дифракто-метре «ДРОН-2». В качестве источника рентгеновского излучения использовалась рентгеновская трубка с СиКа-излучением (Л = 0.1540598 нм). Параметры элементарной ячейки определялись по отражениям в области углов 29 = 15-105°. Анализ показал, что соединения Бш0.2(У, ТЬ)0.8Ре2 обладают структурой кубической фазы Лавеса типа С15 (кристаллическая структура типа М^Си2, пространственная группа Fd3m). В квазибинарных сплавах Зш0.2У0.8Ре2, Зш0.2ТЬ0.8Ре2 содержалось незначительное количество (3-4%) второй фазы типа ИРе3 (кристаллическая структура типа Ри№3, пространственная группа И3ш). В более сложных составах ЗШ0.2(У0.2ТЬ0.8)0.8Ре2, ЗШ0.2(У0.4ТЬ0.б)0.8Ре2, Бш0.2(У0.бТЬ0.4)0.8Ре2, Зш0.2(У0.8ТЬ0.2)0.8Ре2 содержание второй фазы типа ИРе3 варьировалось от 5 до 10%.
Измерения магнитострикции проводилось тензо-метрическим методом. Использованные в данной работе тензодатчики были изготовлены из тензо-чувствительной проволоки, не обладавшей заметным гальваномагнитным эффектом. Коэффициент тен-зочувствительности составлял Б = 2.15 во всем температурном интервале. Датчики имели базу с линейным размером 5мм и сопротивление 120П. При измерениях один датчик наклеивался на образец, а другой, компенсационный, наклеивался на тонкую кварцевую пластинку, которая прижималась к образцу. Оба датчика включались в противоположные плечи моста Уинстона. Сопротивление рабочего и компенсационного тензодатчиков отличались не более чем на 1 %. Для градуировки схемы измерялся сигнал разбаланса моста при включении эталонного сопротивления 0.1 П. В качестве эталонного образца использовался поликристаллический никель. Образец в криостате помещался в зазор электромагнита. Образцы предварительно охлаждались до температуры 80 К в отсутствии магнитного поля, что позволило проводить измерения магнитострик-ции в интервале температур 80-320 К в магнитных полях до 12кЭ [18]. Измерения магнитострикции были выполнены на поликристаллических образцах. Были измерены продольная (Лц) и поперечная (Л^) магнитострикции. Объемная и анизотропная магни-тострикции рассчитывались по формулам
ш = Лц + 2Л± (1)
и
Ла = ЛЦ - Л±
соответственно.
2. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ
На рис. 1, а представлены зависимости продольной и поперечной магнитострикции от температуры в магнитном поле Н = 12 кЭ для соединения Зш0.2У0.8Ре2. Поперечная магнитострикция для этого состава меняет знак с изменением температуры.
200 „ тл 250 Г, К
Рис. 1. Температурные (а) и полевые (б) зависимости продольной и поперечной магнитострикции сплава Smo.2Yo.8Fe2 при H = 12 кЭ. Вставка: температурные зависимости продольной и поперечной магнитострикции SmFe2 при H = 12 кЭ
(в цвете online)
А^ отрицательна при T < 95 K. Выше 95 K А^ положительна и c ростом температуры достигает максимального значения 0.11-10-3 при T = 150 K. В то же время продольная магнитострикция Ац во всем интервале температур отрицательная, при T = 84 K она имеет значение -0.4 ■ 10-3 и уменьшается в 4 раза при нагреве до комнатной температуры. При охлаждении ниже T < 110 K наблюдается резкое падение как Ац, так и А^. Данное соединение можно рассматривать как аналог ферромагнитного соединения SmFe2 с разбавлением РЗ подрешет-ки ионами немагнитного иттрия. Известно, что в соединении SmFe2 имеет место магнитный фазовый переход в температурном интервале 126-188 K (см. вставку к рис. 1, а). Аномалии на кривых Ац(Т) и А^(Т) объясняются тем, что при TSri = 188 K происходит переход из ромбоэдрической в «угловую» фазу, в то время как при TSR2 = 126 K «угловая» фаза переходит в ромбическую [19]. Сравнение характера температурных зависимостей продольной магнито-стрикции Ац (T) соединений SmFe2 и Sm0.2Y0.8Fe2 позволяет предположить, что в Sm0.2Y0.8Fe2 аналогичный минимум продольной магнитострикции будет наблюдаться ниже температуры кипения жидкого азота, а резкое уменьшение магнитострикции при понижении температуры можно объяснить наличием фазового перехода аналогичного переходу в соединении SmFe2.
На рис. 1, б показаны полевые зависимости продольной и поперечной магнитострикции для соединения Sm0.2Y0.8Fe2. Для них характерно сложное поведение в области низких температур (T < 95 K), где рост внешнего магнитного поля приводит к изменению знака поперечной магнитострикции в магнитном поле H ^ 8 кЭ. Продольная магнитострикция Sm0.2Y0.8Fe2 остается отрицательной при всех температурах. В области температур T < Tsr магнитное поле H = 12 кЭ недостаточно для насыщения маг-нитострикционных кривых, в то время как при повышении температуры выше Tsr = 110 K Ац (H) и А^(Н) выходят на насыщение в магнитных полях H ^ 6 кЭ.
T, К
Рис. 2. Температурные зависимости продольной и поперечной магнитострикции соединения Sm0,2(Y0,8Tb0.2)0.8Fe2 в поле H = 12 кЭ. Вставка: температурные зависимости продольной и поперечной магнитострикции соединения
Sm0.2 (Y0.6Tb0.4)0.8Fe2 при H = 12 кЭ (в цвете online)
На рис. 2 представлены зависимости продольной и поперечной магнитострикции от температуры в магнитном поле H = 12 кЭ для соединения Sm0.2(Y0.8Tb0.2)0.8Fe2. Поведение магнитострикции в этом соединении отличается от Ац (T) и А^(Т) для сплава Sm0.2Y0.8Fe2. Легирование тербием приводит к изменению знака магнитострикции. Поперечная магнитострикция во всем исследованном интервале температур становится отрицательной. При температуре кипения жидкого азота поперечная магнитострикция составила А^ = -0.4 ■ 10-3 и с ростом температуры уменьшается на порядок. В то же время продольная магнитострикция для этого состава меняет знак с изменением температуры. При температуре ниже 100K Ац отрицательна, при этом ее значение сравнимо с поперечной стрикцией. В интервале температур выше 100 K Ац положительна и демонстрирует широкий максимум в области температур 170230 K, достигая максимального значения 0.08 ■ 10-3.
-0.2-
100
150 200 250 T, К
300
350
100
150
200 250 T, К
300
350
Рис. 3. Температурные зависимости продольной и поперечной магнитострикции сплавов Smo.2(Yo.4Tbo.6)o.sFe2 (а),
Smo.2(Yo.2Tbo.8)o.8Fe2 (б) (в цвете online)
При температуре 100 К как продольная, так и поперечная магнитострикция изменяются скачкообразно на величину ~ 0.3 • 10-3. Таким образом, фазовый переход в этом соединении наблюдается в виде скачка магнитострикции при температуре ТзГ = 100 К. В соединении Бт0.2(^0.8ТЬ0.2)0.8^62 концентрация ионов самария и тербия близки к друг другу. Ранее в работе [11] рассмотрены магнитострикционные деформации в ряду соединений (Эт,ТЬ)Ре2 и построена фазовая диаграмма. Было показано, что в области примерно равных концентраций ионов Бт и ТЬ меняется знак величины спонтанных ромбоэдрических искажений. Изменение знака магнито-стрикции при легировании тербием в соединении Зт0.2(^0.8ТЬ0.2)0.8Ре2 коррелирует с изменением знака ромбоэдрических искажений в (Эт,ТЬ)Ре2 [11].
На вставке к рис. 2 представлены зависимости продольной и поперечной магнитострикции от температуры в магнитном поле Н = 12 кЭ для сплава 5т0.2(^0.бТЬ0.4)0.8Ре2. В этом соединении поперечная магнитострикция во всем интервале температур отрицательная. При температуре кипения жидкого азота А± = -0.08 • 10-3, а при Т = 180К она достигает максимального значения -0.02 • 10-3. При температуре 280 К наблюдается минимум поперечной магнитострикции (А^ = -0.07 • 10-3). Продольная магнитострикция для этого состава меняет знак при изменении температуры. В области температур ниже 104К Ац отрицательная (Ау = -0.04 • 10-3 при Т = 90К). Выше 104К Ау положительная и монотонно возрастает, достигая при комнатной температуре значения 0.12 • 10-3. Величины продольной магнитострикции соединений Зт0.2(^хТЬ1-х)0.8Ре2 с концентрацией иттрия х = 0.8 и 0.6 примерно равны, а величина поперечной магнитострикции в соединении с х = 0.6 значительно меньше, чем в соединении с х = 0.8. Изменение знака Ау при Т = 104К в Бт0.2(^0.бТЬ0.4)0.8^е2, по-видимому, также связано с фазовым переходом (по аналогии с составом х = 0.8). Максимум поперечной магнитострикции в области температур 150-200 К обусловлен уменьшением спонтанной намагниченности данного ферримагнетика в результате магнитной компенсации [12].
Температурные зависимости продольной и поперечной магнитострикции соединения 5т0.2(^0.4ТЬ0.б)0.8Ре2 (х = 0.4) представлены на рис. 3, а. Продольная магнитострикция 5т0.2(^0.4ТЬ0.б)0.8Ре2 положительна. В то же время поперечная магнитострикция для этого состава во всем интервале температур отрицательна. В области температур 85-100 К наблюдаются аномалии в виде максимумов (и минимумов) на кривых Ау(Т) и А^(Т) при всех значениях приложенного магнитного поля. Максимальное значение Ау = 0.35 • 10-3 при Т = 130 К в поле 12 кЭ и с дальнейшем ростом температуры Ау уменьшается, достигая при комнатной температуры значения 0.25 • 10-3. При температуре кипения жидкого азота А^ = -0.25 • 10-3 и с ростом температуры уменьшается примерно в 2 раза.
На рис. 3, б показаны температурные зависимости продольной и поперечной магнитострикции соединения Бт0.2^0.2^0.8)0.8?е2 (х = 0.2). Так же, как и в соединении с х = 0.4, продольная магнитострикция Бт0.2^0.2^0.8)0.8?е2 положительная, а поперечная — отрицательная. Значение Ау = 0.66 • 10-3 при температуре 82 К в поле 12 кЭ и с ростом температуры Ау уменьшается, достигая при комнатной
-3
температуре значения 0.46 • 10 . При температуре кипения жидкого азота А^ = -0.36 • 10-3. С ростом температуры А^ уменьшается по абсолютной величине, достигая при комнатной температуре значения -0.2 • 10-3.
Для сплава Зт0.2ТЬ0.8Ре2 (х = 0) температурные зависимости Ау(Т) и А^(Т) исследованы в работе [20]. В данной работе представлены изотермы продольной и поперечной магнитострикции (рис. 4). Для состава Бт0.2ТЬ0. ,8^е2 продольная магнитострик-ция положительная в области исследованных температур, а поперечная, наоборот, отрицательная. При этом в поле 12 кЭ продольная магнитострикция достигает гигантского значения Ау ^ 1.2 • 10-3 при Т = 80К (не выходя на полное насыщение). Поперечная магнитострикция А^, как видно из рисунка, при тех же условиях в 1.5 раза меньше, чем Ау .
а
б
H, кЭ
Рис. 4. Полевые зависимости продольной и поперечной магнитострикции Smo.2Tbo.8Fe2 (в цвете online)
Рис. 5. Зависимость объемной магнитострикции сплавов системы Sm0.2(YxTbi_x)0.8Fe2 от температуры в поле H = 12 кЭ (в цвете online)
На основе результатов исследования продольной и поперечной магнитострикции по формуле (1) определена объемная магнитострикция ш, индуцированная внешним магнитным полем. На рис. 5 показаны температурные зависимости ш(Т) для сплавов системы Sm0.2(YxTb1-x)0.8Fe2 (где x = 0,0.4,0.8,1) в магнитном поле H = 12 кЭ. У всех составов в интервале температур 80-320 K объемная магни-тострикция отрицательна при низких температурах, а в области комнатной температуры близка к нулю.
В системе исследованных многокомпонентных соединений Sm0.2(YxTb1-x)0.8Fe2 объемная магнито-стрикция демонстрирует аномальное поведение при температурах ниже 110 K. Например, в соединении Sm0.2Y0.8Fe2 (x = 1) наблюдается резкий рост величины отрицательной объемной магнитострикции при охлаждении. Аномальное поведение зависимости ш(Т) можно связать с трансформацией кристаллической решетки в результате спонтанного спин-переориентационного перехода. Кроме того, в этом соединении ш меняет знак с отрицательного на по-
ложительный при температуре T = 150 K. При температуре 80 K значение объемной магнитострикции ш = -0.57 • 10-3. В интервале температур 150320 K магнитострикция положительна и практически не изменяется (ш = 0.02 • 10-3). Температурные зависимости объемной магнитострикции соединений Sm0.2Y0.8Fe2 и SmFe2 отличаются достаточно сильно. Во-первых, частичное замещение атомов Sm в редкоземельной подрешетке ионами немагнитного иттрия вызывает уменьшение магнитострикции при комнатной температуре на 2 порядка. Во-вторых, объемная магнитострикция SmFe2 в интервале температур 80320 K положительна и аномалия в области СПП в SmFe2 проявляется в виде широкого максимума при TSR1 = 188 K. В отличие от SmFe2, в соединении Sm0.2Y0.8Fe2 ш(Т) становится отрицательной в области температур 80-150 K. Столь сильное изменение поведения объемной магнитострикции связано главным образом с изменением обменных взаимодействий при разбавлении РЗ подрешетки ионами иттрия.
Объемная магнитострикция соединения Sm0.2Tb0.8Fe2 (x = 0) отрицательная во всем исследованном интервале температур. В интервале температур от 110 до 300 K наблюдается практически линейное уменьшение величины ш(Т). При изменении температуры от 80 до 300 K значение объемной магнитострикции в поле 12 кЭ уменьшается на порядок. Хотя объемная магнитострикция соединений TbFe2 [12, 13] и Sm0.2Tb0.8Fe2 близки по величине в области температур 80-300 K, однако их температурные зависимости отличаются существенным образом. В соединении Sm0.2Tb0.8Fe2 вблизи температуры ^100K наблюдается аномалия на кривых ш(Т) в виде изменения наклона. Наличие аномалий на температурной зависимости объемной магнитострикции соединения Sm0.2Tb0.8Fe2 обусловлено различным температурным поведением намагниченности отдельных подрешеток
(подрешетки Fe, Tb и Sm) [20]. Объемная магнитострикция многокомпонентных сплавов Sm0.2(YxTb1-x)0.8Fe2 (x = 0.4,0.8) в магнитном поле H = 12 кЭ отрицательна во всем исследованном интервале температур. Важно, что сразу для трех составов Sm0.2(YxTb1-x)0.8Fe2 (где x = 0.4,0.8 и 1) наблюдается широкая область температур (150-300K), в которой значения ш близки к 0. В соединении Sm0.2(Y0.8Tb0.2)0.8Fe2 при уменьшение температуры ниже 110 K наблюдается резкий рост величины объемной магнитострикции, вызванный магнитоструктурным фазовым переходом.
Как уже упоминалось выше, сплавы Sm0.2(YxTb1-x)0.8Fe2 относятся к широкому классу магнитных материалов с конкурирующими обменными взаимодействиями (ферро-, антиферомагнит-ными), благодаря которым возникают различные магнитоструктурные фазовые переходы, при которых наблюдаются важные (для применения на практике) магнитные явления. Наряду с высокой магнито-стрикцией возможно наблюдение большого магнито-калорического эффекта, заметного магнитосопротив-ления и др. явлений [21-27]. Как следует из анализа
составов Sm-Y-Tb-Fe, в них может присутствовать 5 типов обменных взаимодействий, а именно: Fe-Fe, Tb-Fe, Sm-Fe, Tb-Tb и Sm-Sm. В зависимости от значения параметра замещения и температуры наиболее интенсивно проявляется тот или иной тип взаимодействия (ферро- или ферримагнитный). Взаимодействие Fe-Fe — наиболее сильное из них. Однако в сплавах с большим содержанием тербия (как, например, в соединении Sm0.2Tb0.8Fe2), следующим по величине вкладом в обменное взаимодействие является межподрешеточное взаимодействие Tb-Fe. Обусловлено это тем, что магнитный момент атомов тербия ^ = 9да, в то время как магнитный момент атомов самария невелик ^ = 0.7 да и количество атомов Sm относительно небольшое и фиксированное во всех составах. Магнитный момент на ионах железа ^ = 1.45 да/Fe [28]. Тогда магнитный момент подрешетки Tb может быть рассчитан в зависимости от параметра замещения по формуле: Мть(х) = 0.8 • (1 - ж) • 9 да = (1 - ж)7.2 да/f.u.
В том случае, когда в модели ферримагнетика с тремя магнитными подрешетками (Tb, Sm, Fe) магнитные моменты ориентированы коллинеарно относительно друг друга, величина полного магнитного момента является суперпозицией трех вкладов:
^(ж) = 2^Fe - MTb(x) + MSm. (2)
Поскольку магнитный момент тербия в нашей модели линейно зависит от параметра замещения, то и полный магнитный момент демонстрирует линейную зависимость от концентрации иттрия. Формула (2) позволяет получить как положительные, так и отрицательные значения (для области параметра замещения ж в интервале от 0 до 1), поэтому для оценки величины магнитного момента соединений надо использовать абсолютное значение. По мере замещения редкоземельного Tb ионами немагнитного Y происходит уменьшение полного магнитного момента ^(ж). Линейная зависимость ^(ж) достигает нулевого значения при ж ~ 0.6. Следовательно, состав Sm0.2(Y0.6Tb0.4)0.8Fe2 является компенсационным. Наши расчеты согласуются с экспериментальными данными по намагниченности [17]. Подобное поведение намагниченности также обнаружено в системе многокомпонентных сплавов (Tb0.2Pr0.8)xY1-xFe2 — внедрение немагнитного Y приводит к появлению компенсационного состава при концентрации ж = 0.6 [21].
Объемная магнитострикция в многоподрешеточ-ных магнетиках изменяется аномально по сравнению с одно- и двухподрешеточными ферромагнетиками, так как она зависит от намагниченности всех подрешеток, а, как уже было показано выше, намагниченность подрешеток по-разному зависит от концентрации замещающего элемента, а также от температуры. Вследствие этого аномальное поведение маг-нитострикции в области спин-переориентационных переходов имеет более выраженный характер, чем изменение намагниченности [29].
В области парапроцесса, в отличие от ферромагнетиков, объемная магнитострикция ферримагнетика с двумя подрешетками имеет сложную зависимость
от магнитных моментов подрешеток [30]:
W = npe • MFe + nR-Fe • MR • MFe + ™R • MR, (3)
где nR, nFe — это магнитоупругий обменный параметр для РЗ и 3^-подрешеток и nR_Fe — параметр межподрешеточного магнитоупругого-обменного взаимодействия, mr и MFe — магнитные моменты РЗ и 3^-подрешеток. В первом приближении мы можем применить данную формулу для исследуемых соединений, выражая магнитный момент РЗ подрешетки через моменты самария и тербия mr = |MSm — MTb(x)|. Разность под знаком модуля будет линейно зависеть от параметра замещения ж. Первый член в (3) отвечает за вклад в магнитострикцию от железной подрешетки и не зависит от параметра замещения. Этот вклад можно оценить из результатов объемной магнитострикции соединения YFe2, магнитострикция которого крайне мала и не показывает каких-либо аномалий. Третий член в формуле (3) обычно достаточно мал в РЗ интерметаллидах с высоким содержанием 3^-металла [30]. Таким образом, основной вклад в объемную магнитострикцию дает второй член, т. е. магнитострикция парапроцесса обусловлена обменным взаимодействием между железной подрешеткой и подрешеткой РЗ металлов (тербия и самария). Знак параметра nR-Fe тоже будет зависеть от параметра замещения. Только в соединении Sm0.2Y0.eFe2 (без тербия) обменный параметр межподрешеточного упругого взаимодействия будет положительным, а в соединениях с тербием nR_Fe становиться отрицательным. Следовательно, положительная объемная магнитострикция Sm0.2Y0.sFe2 обусловлена обменным взаимодействием. При внедрении Tb обменная магнитострикция становится отрицательной.
Как показали наши исследования (рис. 5), в сплавах системы Sm0.2(YxTbi-x)0.8Fe2 конкуренция всех типов обменных взаимодействий наиболее сильно сказывается в области низких температур T < 100 K. Именно в этой области, к примеру, наблюдаются спин-переориентационные переходы в сплавах Sm0.2Y0.sFe2 и Sm0.2(Y0.sTb0.2)0.8Fe2, которые ясно прослеживаются на температурных зависимостях продольной, поперечной и объемной магнитострик-ций. Хотя в составе Sm0.2(Y0.8Tb0.2)0.8Fe2 концентрация атомов самария немного превышает концентрацию атомов тербия, атомы иттрия настолько уменьшают величину интеграла обменного взаимодействия Sm-Fe, что им практически можно пренебречь во всех составах с ж ^ 0.8. Введение немагнитного иттрия приводит к разбавлению редкоземельной подрешетки. Уменьшаются обменные взаимодействия R-Fe, а также обменные взаимодействия внутри редкоземельной подрешетки (Sm-Sm и Tb-Tb), что приводит в области параметра замещения ж = 0.6 к полной взаимной компенсации редкоземельной и железной подрешеток. Именно в этой области концентраций значительно уменьшаются все деформации, которым подвергается кристаллическая структура при переходе в магнитоупорядоченное состояние, и она стремится вернуться к первоначальному (недеформированному) состоянию.
Рассмотрим магнитострикцию кубического ферри-магнетика в рамках модели одноионной магнито-стрикции. Полную магнитострикцию можно представить в следующем виде [29, 31]:
Д1 3Л ( о 1\ 3Л ( „ 1 \
— = 2 Ar ( cos <0r - 3 ) + 2 AFe ( cos #e - 3 ) +
+ nr-fe [^rMfe + MrMfe cos (0r + #fe
(4)
Здесь первые два члена обозначают анизотропную магнитострикцию РЗ и 3^-подрешетки, —й и —Ре — углы между векторами намагниченности и направлением измерения магнитострикции. Последний член в формуле (4) описывает вклад объемной магнитострикции парапроцесса, и 6Ре — углы между векторами магнитного момента подрешеток и направлением внешнего магнитного поля. Экспериментальные данные для УРе2 показывают, что анизотропная магнитострикция подрешетки железа на 2 порядка меньше, чем стрикция в составах ТЬРе2 или БтРе2 [30]. Тогда, в первом приближении, без учета вклада магнитокристаллической анизотропии в кубическом ферримагнетике магнитострикция определяется одноионным вкладом анизотропной стрикции и обменным вкладом изотропной объемной стрикции парапроцесса. Для случая продольной магнитострикции углы — й и равны, тогда формулу (4) можно преобразовать к виду
Ау = 2 АЙ (Н, Т- + + ПйРе [(^^Ре + ^(Т, Н)^Ре COs(6R + 6ре)] , (5)
где )# характеризует прирост намагниченности РЗ подрешетки в области парапроцесса. В формуле (5) первый член описывает одноионный вклад, в то время как второй член показывает вклад в магнитострикцию от парапроцесса. В коллинеар-ном ферримагнетике в полях выше поля насыщения (парапроцесс) углы и 6Ре равны 0 и п соответственно. На рис. 1, б и рис. 4 представлены полевые зависимости магнитострикции для соединений Бт0.2У0.8Ре2 и Бт0.2ТЬ0.8Ре2 соответственно. Видно, что в соединении Бт0.2У0.8Ре2 в области температур выше 170 К кривые Ау (Н) выходят на насыщение в полях выше 8кЭ, и в этом случае доминирует вклад в магнитострикцию от парапроцесса. При низких температурах (< 170 К) для данного соединения и для сплава Бт0.2ТЬ0.8Ре2 насыщение кривых магнитострикции не наблюдается, следовательно, здесь основным вкладом в магнитострикцию является одноионный.
В кубических интерметаллидах ЙРе2 преобладает одноионная анизотропная магнитострикция, в отличие от соединений йСо2, где возникает большая по величине объемная магнитострикция [32]. Рис. 6 демонстрирует температурные зависимости анизотропной магнитострикции Аа в магнитном поле Н = 12 кЭ для сплавов Бт0.2(УхТЬ1-Х)0.8Ре2 с различной концентрацией тербия. Для сравнения на рис. 6 показана температурная зависимость магнитострикция соединения БтРе2 в таком же магнитном поле [19]. Соединения БтРег и 8т09У08Ре2
100 150
200 250
Т, К
300
Рис. 6. Температурные зависимости анизотропной магнитострикции соединений Smo,2(YxTb1-x)o.8Fe2 и SmFe2 в поле H = 12 кЭ (в цвете online)
являются ферромагнетиками, и оба этих соединения демонстрируют отрицательную анизотропную одноионную магнитострикцию. При этом магнитострикция Smo.2Yo.8Fe2 в 1o раз меньше, чем в SmFe2. Константа одноионной магнитострикции зависит от концентрации магнитоактивных ионов (Sm) и кристаллического поля, создаваемого локальным окружением. При уменьшении концентрации самария в Smo.2Yo.8Fe2 в 5 раз величина стрикции также должна уменьшиться на эту же величину. Однако уменьшение значительно больше. Следовательно, при замещении Sm ионами иттрия происходит, в том числе, и уменьшение величины кристаллического поля.
Соединение Smo.2(Yo.6Tbo.4)o.8Fe2 демонстрирует наименьшую величину анизотропной магнитострик-ции. Это уменьшение связано с уменьшением намагниченности, поскольку данный состав является компенсационным. Во всех других соединениях с тербием наблюдается положительная анизотропная магнитострикция. В области параметра замещения x < o.6 в соединениях Smo.2(YxTb1-x)o.8Fe2 происходит ее возрастание в зависимости от концентрации ионов тербия. Все низкотемпературные (T < 1oo K) аномалии анизотропиной магнитострикции вызваны магнитоструктурным переходом и связаны с возрастанием констант магнитокристаллической анизотропии при уменьшении температуры.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В заключение важно отметить, что в работе удалось получить практически однофазные многокомпонентные сплавы Smo.2 (Y, Tb)o.8Fe2, а также провести исследования полевых и температурных зависимостей магнитострикции (как продольной, так и поперечной) в широком интервале температур в невысоких магнитных полях до 12 кЭ. Это позволило произвести расчеты объемной и анизотропной магнитострикции для исследуемых составов и выявить соединения с практически нулевой объемной магнитострикцией в области температур 15o-3oo K. Кроме того, установлено, что ряд составов демонстрируют магнитоструктурный фазовый переход
в области температур 80-100 K. Найдено, что в ферромагнитном соединении Sm0.2Y0.8Fe2 наблюдается положительная объемная магнитострикция, обусловленная обменным вкладом. При легировании ионами тербия объемная магнитострикция становится отрицательной благодаря отрицательному обменному взаимодействию между ионами тербия и подрешет-кой железа. Таким образом, установлено, что знак объемной магнитострикции коррелирует со знаком межподрешеточного обменного взаимодействия в соединениях Sm0.2(Y, Tb)0.8Fe2. Показано, что в исследованных составах основным вкладом в магнито-стрикцию является одноионный анизотропный вклад РЗ подрешетки, что коррелирует с исследованиями магнитострикции бинарных редкоземельных сплавов фазы Лавесса с железом.
Авторы выражают благодарность профессору С. А. Никитину за помощь в получении экспериментальных данных. Исследование выполнено за счет гранта Российского фонда фундаментальных исследований № 19-32-50025.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Ren W.J., Zhang Z.D. // Chin. Phys. B. 2013. 22, N 7. 077507.
2. Wang N. J., Liu Y., Zhang H. W. et al. // China Foundry. 2016. 13. N 2. P. 75.
3. Tereshina I., Cwik J., Tereshina E. et al. // IEEE Trans. Mag. 2014. 50. N 11. 2504604.
4. Grossinger R., Turtelli R. S. Mehmood N. // IOP Conf. Series: Materials Science and Engineer. 2014. 60. 012002.
5. Тейлор К. Интерметаллические соединения редкоземельных металлов. М.: Мир, 1974.
6. Белов К. П. Магнитострикционные явления и их технические приложения. М.: Наука, 1987.
7. Илюшин А. С. Основы структурной физики редкоземельных интерметаллических соединений. М.: МГУ, 2005.
8. Сташкова Л. А., Гавико В. С., Мушников Н.М., Те-рентьев П. Б. // Физика металлов и металловедение. 2013. 114, № 12. С. 985. (Stashkova L. A., Gaviko У. S., Mushnikov N. V., Terent'ev P. B. // Phys. Metals and Metal. 2013. 114, N 12. P. 985.)
9. Терёшина И. С., Каминская Т.П., Чжан В. Б. и др. // ФТТ. 2019. 61, №7. С. 1229. (Tereshina I.S., Kaminskaya T. P., Chzhan V.B. et al. // Physics of the Solid State. 2019. 61, N 7. P. 1169.)
10. Chzhan V.B., Tereshina I.S., Karpenkov A.Yu., Tereshina-Chitrova E.A. // Acta Materialia. 2018. 154 P. 303.
11. Илюшин С. А., Солодов Е.В., Умхаева З.С. // Перспективные материалы. 2013. 11. С. 42. (Ilushin A. S.,
Solodov Ye. V., Umkhaeva Z. S. // Perspektivnye Materialy. 2013. 11. P. 42.)
12. Buck S., Fahnle M. // J. Magn. Magn. Matter. 1999. 204. P. L1.
13. Tang Y.M., Chen L. Y., Zhang L. et al. // J. Appl. Phys. 2014. 115, N 17. 173902.
14. Samata H., Fujiwara N., Nagata Y. et al. // J. Magn. Magn. Mater. 1999. 195, N 2. P. 376.
15. LiuX.N., Lin K, Gao Q.L. et al. // Inorganic chemistry. 2018. 57, N 2. P. 689.
16. Gaviko V.S., Korolyov A.V., Mushnikov N.V. // J. Magn. Magn. Matter. 1995. 157. P. 659.
17. Umkhaeva Z.S., Ilyushin A. S., Aleroeva T.A. et al // Advan. in Engin. Research. 2018. 177. P. 198.
18. Bodriakov V.Yu., Ivanova T.I., Nikitin S.A., Tereshina I.S. // J. Alloys and Compounds. 1997. 259, N 1-2. P. 265.
19. Политова Г. А., Карпенков А.Ю., Каминская Т.П. и др. // НТВ СПбГПУ. 2019. 12, №1. С. 28. (Politova G.A., Karpenkov A.Yu., Kaminskaya T.P., et al. // St. Petersburg Polytechnical State University Journal. Physics and Mathematics. 2019. 12, N 1. P. 28.)
20. Алероева Т. А., Терешина И. С., Умхаева З. С. и др. // ФТТ. 2019. 61, № 12. С. 2471.
21. Zhang G.B., Liu Y.D., Kan C.X. et al // Materials Research Bulletin. 2019. 112. P. 174.
22. Ren W.J., Yang B.Li, Zhao X.G. et al. // Physica B. 2009. 404, N 20. P. 3410.
23. Каманцев A. П., Коледов В. В., Маширов А. В. и др. // Известия РАН. Сер. физ. 2014. 78, №9. С. 1180. (Kamantsev A. P., Koledov V. V., Mashirov A. V. et al. // Bulletin of the RAS. 2014. 78. P. 936.)
24. Tereshina I., Politova G., Tereshina E. et al. // J. Phys.: Conf. Series. 2010. 200. 092012.
25. Wang Y, Ma T. Y, Wu C. et al. // AIP Advances. 2017. 7. 075311.
26. Tereshina I., Politova G., Tereshina E. et al. // J. Phys.: Conf. Series. 2011. 266. 012077.
27. Tereshina I., Politova G., Tereshina E. et al. // J. Phys.: Conf. Series. 2011. 303. 012024.
28. Buschow K. H. J., van Diepen A. M. // Solid State Com. 1976. 19. P. 79.
29. Белов К. П., Звездин А. К., Кадомцева А.М., Левитин Р. З. Ориентационные переходы в редкоземельных магнетиках. М. Наука. 1979.
30. Andreev A. V. Handbook of Magnetic Materials. 1995. 8. P. 59.
31. Белов К. П., Катаев Г. И., Левитин Р. З. и др. // УФН. 1983. 140. С. 271. (Belov K.P., Kataev G.I, Levitin R. Z. et al // Sov. phys. uspekhi. 1983. 26. P. 518.)
32. Никитин С. А. // Вестн. Моск. ун-та. Физ. Астрон. 2011. №6. C. 27. (Nikitin S.A. // Moscow Univ. Phys. Bull. 2011. 66, N 6. P. 519.)
Specific Features in the Field and Temperature Dependences
of the Magnetostriction of Multicomponent Sm02(Y,Tb)08Fe2 Alloys
T.A. Aleroeva1'2, A.S. Ilyushin1-3, Z.S. Umkhaeva23, N.Yu. Pankratov1a, I.S. Tereshina1
1 Faculty of Physics, Lomonosov Moscow State University. Moscow 119991, Russia. 2Chechen State University. Grozny 364907, Russia. 3Ibragimov Complex institut, RAS. Grozny 364051, Russia. E-mail: apankratov@phys.msu.ru.
This paper presents results on the synthesis of multicomponent Smo.2(Y, Tb)o.sFe2 alloys and the study of their magnetostriction properties. In this system, it is possible to control competing exchange interactions by varying
the concentrations of components, the temperature, and the external magnetic field and to observe a variety of unique phenomena, such as magnetization and magnetostriction compensation. Using X-ray diffraction analysis, it has been established that these alloys have a cubic crystal structure of the C15 Laves phase. Longitudinal and transversal magnetostrictions were studied within a temperature range from 80 to 300 K in magnetic fields of up to 12 kOe. The bulk and anisotropic magnetostrictions were calculated from experimental values. The sign inversion of bulk magnetostriction in Sm0.2Y0.8Fe2 was revealed at T = 150 K. It has been shown that the bulk magnetostriction of some studied alloys is almost invariable and close to zero within a broad temperature range of 150-300 K. The results are discussed within the model of a three-sublattice magnet with competing exchange interactions.
Keywords: Laves phases, magnetostriction, exchange interactions, spin-reorientation transition. PACS: 75.80.+q. Received 19 January 2020.
English version: Moscow University Physics Bulletin. 2020. 75, No. 3. Pp. 257-265.
Сведения об авторах
1. Алероева Тамила Ахмадовна — аспирант, e-mail: taleroy@mail.ru.
2. Илюшин Александр Сергеевич — доктор физ.-мат. наук, профессор, зав. кафедрой; тел.: (495) 939-23-87, e-mail: sols146i@phys.msu.ru.
3. Умхаева Зарган Сайпудиновна — доктор физ.-мат. наук, доцент, профессор; e-mail: zargan.umhaeva@yandex.ru.
4. Панкратов Николай Юрьевич — канд. физ.-мат. наук, ст. науч. сотрудник; тел.: (495) 939-49-02, e-mail: pankratov@phys.msu.ru.
5. Терёшина Ирина Семеновна — доктор физ.-мат. наук, вед. науч. сотрудник; e-mail: irina_tereshina@mail.ru.
