Кудреватых_Магнетизм редкоземельных металлов и их интерметаллических соединений

Рис. 42. Концентрационные зависимости эффективной константы МКА K1 в системе соединений Er2(Co1–xFex)17

констант МКА по аналогии с теми, которые были сделаны для случая редкоземельных металлов по механизму КП, дали абсурдный результат. При валентности у Со +2|å|, а у редкой земли +3|å| для соединения SmCo5 следовало ожидать анизотропию не одноосную, а плоскостного типа и на порядок большую по энергии, чем это дает эксперимент. Чтобы «адаптировать» теорию МКА по механизму кристаллического поля для описания эксперимента, было предложено в теоретических расчетах эффективные заряды у 3d-металла (Co, Ni) принимать меньшими по величине, чем это диктует их валентность. Тогда, исходя из этих представлений, а также и того, что позиций у 3d-элементов в большинстве интерметаллидов, как правило, не одна, а две и больше, удалось получить расчетные зна- чения типа и констант МКА, близкие к экспериментальным.

В частности, сотрудники Уральского федерального университета профессор А. А. Казаков и доктор В. А. Реймер произвели такие расчеты для соединений типа R2Co17. Результаты расчета коэффициентов МКА подрешетки РЗЭ и их сравнение с данными, полученными экспериментально по измерениям на монокрис-

150

таллах, представленыв табл. 23. Картина получиласьвполнеадекватной реальности при выбореэффективногозаряда уR-иона +3|е|,

ау иона Co +0,23|е|.

Стех жепозиций этим исследователямудалосьобъяснить кон-

центрационную зависимость величины константы K1 в системе Er2(Co1–xFex)17 (рис. 43). Была взята модель точечных зарядов, но при этом предполагалось, что величина заряда кобальта близка

к нулю, а величина зарядов ионов железа может быть либо такой, как у редкой земли, либо 70 % или 40 % от заряда редкой земли. Кроме того, поскольку в решетке этих соединений имеется четыре типа узлов для атомов 3d-элемента, рассматривались разные последовательности замещений Co на Fe. Все варианты таких замещений сразной предполагаемой величиной заряда иона Feпоказаны сплошными линиями. Хотя идеального описания эксперимен-

тальной зависимости K1(х) и не получилось, можно утверждать, чтотакой подходна качественном уровнепозволилуспешноинтер-

претировать данные эксперимента.

Рис. 43. Концентрационная зависимость величины константы K1

в системе Er2(Co1–xFex)17

при различных значениях эффективных зарядов ионов

151

Вцеломэти исследованияпоказали, чтоМКАподрешетки РЗЭ

вэтих объектах можно неплохо интерпретировать в рамках модели точечных зарядов по механизму КП, если исходить из того, что у редкоземельного иона эффективный заряд +3|е|, а у 3d-иона он непостоянен и в зависимости от сорта 3d-элемента может быть близок кнулю, как в случаесионами кобальта, или быть достаточно большим, как в случае ионов железа.

Т а б л и ц а 23

Экспериментальные и расчетные помеханизму кристаллическогополязначения коэффициентовМКА

в подрешетках РЗЭ соединений R2Co17

Коэффициент анизотропии, 106 эрг/г

Перейдем теперь к рассмотрению температурных зависимостейконстантМКАвтакихсоединениях.Нарис. 44и45дляпримера эти зависимости показаны для соединений Sm2Co17 и Тb2Co17 соответственно. Они, как видно из табл. 22, отличаются, во-первых, разными типами МКА, а во-вторых, разной взаимной ориентацией

152

магнитныхмоментовподрешетокРЗЭи Со–ферромагнитноготипа

впервоми ферримагнитногововтороминтерметаллиде. Качествен-

но температурныезависимости как эффективных константМКАK1 всегосоединения, таки подрешетки РЗЭвыглядятодинаково. Мак-

симальныеих значенияреализуются в области низких температур, когда высока степень магнитного порядка в подрешетке РЗЭ.

Вместе с тем поведение эффективных констант (напомним, что их значения определены в представлении жесткой обменной связи между подрешетками) в области низких температур отличается весьма заметно. У ферромагнитного соединения они не имеют спада при охлаждении и приближении к Т = 4,2 K, тогда как у ферримагнитного такой спад налицо. В этом и заключается эффект деформации магнитным полем магнитной структуры данных

интерметаллидов. Если в случае с Sm2Co17 он в силуферромагнитного упорядочения невелик, то в Tb2Co17 при его намагничивании

втрудном направлении весьма существенный. Расчет коэффици-

ентов МКАподрешетки РЗЭ k02R изкривой намагничиванияв трудномнаправленииcучетомдеформационногоэффекта даетв послед-

нем случае в два раза большее значение, чем это вытекает при пренебрежении этим эффектом.

Каки следовалоожидать, экспериментальныетемпературныеза-

висимости k02R(Т) превосходноописываются упоминавшейся в разделе 5 квантовой функцией LJ2(x), где в качестве аргумента х используется соотношение между энергией обменного взаимодей-

ствия, упорядочивающегомагнитнуюподрешеткуРЗЭ, и тепловой

энергией kТ: х = 0md(T)/Т. Аппроксимация функцией LJ2(x) экспериментальных зависимостей k02R(T) в Sm2Co17 дает прекрасное их описание во всей области температур магнитоупорядоченного со-

стояния.ВсоединенииTb2Co17 эта зависимостьпрекрасноописывает «хвостовые» точки k02Тb(Т), где в силу малости МКА в Tb-под- решетке эффект деформации магнитной структуры практически

отсутствует. Каквидно, наложениенаэтиточки теоретическойзави-

симости LJ2(x) и ее экстраполяция на область низких температур даютв двараза большеезначениедля k02Тb(0) посравнению с k02*Тb(0).

153

Рис. 44. Температурные зависимости констант и коэффициентов МКА соединения Sm2Co17

Рис. 45. Температурные зависимости констант и коэффициентов МКА соединения Тb2Co17

154

Позитивный пример«работы»квантовыхфункцийLJ2(x)и LJ4(x) иллюстрируется на рис. 46, где представлены температурные зависимости коэффициентов МКА подрешеток РЗЭ в соедине-

нии Pr2Co17.

Рис. 46. Температурные зависимости коэффициентов МКА интерметаллида Pr2Co17, отнесенные к их величине при Т = 4,2 K

Теперьрассмотримтемпературныезависимости константанизотропии в соединениях с кубическим типом кристаллической структуры. На рис. 47–49 они представлены для соединений RFe2, где R = Dy, Ho, Er. Как и следовало ожидать из данных по температурной зависимости намагниченности R-подрешетки (резкое увеличение при охлаждении), энергия МКА в этих соединениях при охлаждении гигантскимобразомвозрастает. Следуетзаметить, что в таких интерметаллидах вклад в МКА от подрешетки 3d-эле- мента весьма мал и им можно пренебрегать. Экспериментальные значения K1 и K2 на этихграфиках рассчитывалисьв приближении жесткой связи. Поэтому они адекватно характеризуют МКА этих соединений только в области температур, близких к комнатной.

155

ВэтоминтервалетемпературноеизменениеK1 иK2 прекрасноописывается функциями LJ4(x) и LJ6(x). Экстраполяция их хода на область низких температур позволяет получить сведения об их реальных

величинах в условиях невозможности их прямого измерения. Как видно, МКА в этих соединениях при Т ~ 0 K оценивается

примерно в 50 раз сильнее таковой при комнатной температуре.

Вэтом заключается проявление одноионной природы МКА по ме-

ханизму КП, когда температурный ход констант K1 описывается функцией LJ4(x), а K2 – LJ6(x). Как было отмечено в разделе 5, их ход в первомслучаепропорционален mR(T)в десятой степени, а вовтором – двадцать первой. Именно такиечисла степеней намагничен-

ности R-подрешеток и обуславливают столь гигантскоевозрастание энергии МКА в этих соединениях при их глубоком охлаждении.

156

157

Выяснением природы МКА в подрешетке РЗЭ в соединениях RCo5 сосвойственной японцам скрупулезностью занимались в на- чале1980-х гг. магнитологи Х. Фуджи, Д. Фудживара, Й. Йокамото из Токийского университета. Они ставили себе задачу определить величины вкладов в МКА этих соединений одноионной и двухионной природы посредством изучения концентрационных зависимостей констант МКА в сериях квазибинарных соединений:

1)PrxY1–xCo5;

2)SmxY1–xCo5;

3)Pr(Co1–xCux)5;

4)Sm(Co1–xCux)5;

5)Y(Co1–xCux)5

иихсравнениямеждусобой.Попутноещеиставиласьзадача опре-

деления природы МКА в подрешетке Co путем его замещения немагнитной медью. МКА этой подрешетки, как это было установлено еще Д. Хоффером и К. Стрнатом в 1966 г., аномальновысокая.

Логика ихисследования и егометодология были такими. Каждая подрешетка вносит в МКА всего соединения свой вклад, который по природе может быть как одноионный, так и двухионный. Крометого, можетбытьдвухионный вкладот взаимодействия подрешеток. В итоге величина коэффициента МКА в сериях соединений 1и 2любогопорядкабудет суммойэтихвкладов и запишетсятак:

Поскольку в первых двух системах KCo при замещениях не меняется, этот вклад можноисключить и перейти к KRCo(x), получив такое выражение:

158

Получилась простая линейная функциональная зависимость Y = f(x). Дальше полученные из эксперимента значения коэффициента МКА, поделенные на концентрацию х, откладываются на графике. Экстраполяция функции Y = f(x) на значение х = 0

Y(1) – Y(0) = KRдвуx.

Для систем 3 и 4, т. е. когда кобальт замещается на медь, вели-

Разность Z(0) – Z(1) = KRCo. Таким образом, найдя KRдвуx и KRCo и подставив их в (75), можно определить KRо дн.

Результаты такой эвристичной и трудоемкой работы авторов представлены в табл. 24.

Т а б л и ц а 24

Величины одноионных и двухионных вкладов

в коэффициентах МКА интерметаллидов PrCo5 и SmCo5*

* Приводится по: [11].

Какможносудитьпопредставленнымчислам, результирующие величины коэффициентов МКА есть суперпозиция конкурирующих вкладов разной природы. В обоих соединениях одноионный вклад наибольший. Двухионный вклад от подрешетки РЗЭ мень-

159