Кудреватых_Магнетизм редкоземельных металлов и их интерметаллических соединений

8

Ò = 293 K

Рис. 61. Полевые зависимости продольной магнитострикции λñc(H) монокристаллов соединений Er2Fex

при разных температурах

Видно, что знаки магнитострикционных вкладов от подсистем и 3d-ионов и ионов Er при õ ≤0,2 различны; при низких температурах превалирует вклад от подсистемы Er, тогда как при повышенных – от подсистемы 3d-ионов. При низких Ò даже магнитное поле напряженностью 150 кЭ недостаточно для доведения этих образцов до магнитострикционного насыщения, что свидетельствует об их высокой МКА и деформации магнитной структуры. Это обстоятельство не позволяет определить величину константы λα2,2 Er подсистемы. Можно лишь только утверждать, что она отрицательная и имеет порядок величины 10–4, что согласуется с прогнозом АМ по механизму КП (см. табл. 27). Резкое уменьшение величины вклада Er с ростом Ò свидетельствует о быстром магнитном разупорядочении подрешетки ионов Er из-за относительно низкой величи- ны параметра межподрешеточного обменного взаимодействия ξ0 (см. табл. 20). С ростом концентрации Fe его величина возрастает, что наряду со снижением МКА в подсистеме 3d-ионов обеспечивает доминирование вклада Er в АМ при более высоких температурах.

180

Всоединенияхсх 0,4состояниенасыщения ас(Н)достигаетсяпривсехтемпературахвполях150кЭ, чтопозволяетэксперимен-

тальноопределитьконстанту ,2 исравнитьеетемпературноеизме-

2

нение с теоретической зависимостью по модели одноионной АМ. Такоесравнениепроведенона рис.62длясоставов сх=0,6и х=0,8. Для соединения с х = 1,0 (Er2Fe17) такого построения не проводилось, так как в экспериментальных зависимостях сс(Н) помимо вклада от АМ присутствует вклад от парапроцесса в подсистеме ионов Fe. Хорошо видно, что функция L27,5( 0md(T)/T) прекрасно описывает экспериментальные данные по 2,2(Т), что в очередной раз подтверждает одноионную природу АМ в подсистеме ионов Er.

Рис. 62. Температурные зависимости константы магнитострикции ,2

2

соединений Er2(Co1–xFex)17:

точки и проведенные по ним сплошные линии – эксперимент, штриховые – аппроксимация теоретической зависимостью L27,5( 0 · md(T)/T)

181

15.4. Анизотропная магнитострикция монокристаллов редкоземельных соединений типа RT2

Соединения редкоземельныхи 3d-элементов соструктурой фаз Лавеса типа RT2 оказались наиболее интересными магнетиками

вплане создания на их основе высокомагнитострикционных материалов (ВММ). Величина анизотропной магнитострикции в ряде

соединений RFe2 оказалась столь заметной, что могла приводить кнарушениютипа симметрии кубической решеткии регистрирова-

лась рентгенографическимметодом порасщеплению дифракционныхлинийсиндексамиhklоткристаллографическойплоскости(111). В частности, этим методом была определена величина константы

АМ 111 для соединений SmFe2,TbFe2 и TmFe2. Для других интерметаллидов изменений профиля рентгеновских линий не выяв-

лялось, и на этом основании был сделан вывод, чтовеличина АМ

внихнепревышает 10–4. Какпоказали сотрудники проблемной на- учно-исследовательской лаборатории постоянных магнитов УрГУ А. В. Андреев и С. М. Задворкин в начале 1980-х гг., использова-

ние монокристаллов RFe2 позволяет существенноповысить чувствительностьрентгеновскогометода определенияконстантмагнито-

стрикции, апри использовании термокамеры–специальноизготов- ленной приставки к рентгеновскому дифрактометру – определить

величины констант 111 и 100 и их температурные зависимости дляцелой группысоединений типа RT2. АМэтихобразцов измерялась также и с применением тензорезисторов.

На рис. 63представленырезультатыизмерений константыАМ

111 соединенияErFe2 тензометрическимирентгеновскимметодами. Как видно, они с точностью до погрешности измерения совпада-

ют. Экстраполяция хода зависимостей 111(Т) на Т = 0 дает значение 111(0) = –1,85 · 10–3, что сопоставимо по величине с магнитострикцией чистых РЗМ при низких Т. Было найдено, что экспе-

риментально установленная температурная зависимость 111(Т) прекрасно описывается функцией L27,5( 0md(T)/T) (сплошная линия на рис. 63) и однозначно свидетельствует об одноионной природе АМ в R-подрешетке также и в соединениях стехиометрии RT2.

182

Рис. 63. Температурная зависимость константы магнитострикции 111 монокристалла соединения ErFe2:

светлые точки – данные рентгеновских измерений; темные точки – данные тензометрических измерений; сплошная линия – аппроксимация экспериментальной зависимости теоретической кривой 111(Т) = 111(0)L27,5( 0 · md(T)/T)

С учетом значения 111(0) = –1,85· 10–3 для ErFe2 в качестве «реперной точки» и формулы (80), ранее применявшейся для про-

низму КП, был произведен расчет значения 111(0) всего ряда соединений RFe2. Результаты этого расчета в сравнении с экспериментально определенными величинами этой константы приведены в табл. 28.

Из таблицы видно, что, несмотря на очевидную приближенность такого расчета, в целом наблюдается неплохое согласие расчетных значений с данными эксперимента. Таким образом, можно утверждать, чтои в серии соединений RFe2 механизм АМ помоделиКПдаетвполнеудовлетворительныйпрогнозвеличиныконстан-

ты 111(0).

183

Т а б л и ц а 28

Экспериментально определенные и рассчитанные по механизму КП константы анизотропной магнитострикции

111(0) и 100 (0) соединений RFe2 (в единицах 10–6)

Иначе выглядит ситуация с константой анизотропной магнитострикции 100 (0). Теоретически было показано, что симметрия ближайшего окружения R-иона в решетке типа MgCu2 такова, что взаимодействие его 4f-электронной оболочки с кристаллическим полем решетки не вызывает при упорядочении магнитных моментов R-ионов в направлении [100] дополнительной деформации решетки, приводящей ктетрагональнымискажениям. Однаковыполненные измерения 100 на монокристаллах таких соединений, как DyFe2 и HoFe2, свидетельствуют об обратном (см. табл. 28). Константы 100(0) у этих соединений имеют практически тот же поря-

док величины, что и 111(0).

Температурный ход этих констант не описывается функцией

L2J( 0md(T)/T), какэтоимеетместопоотношениюк 111(Т)(рис.64–65). Это означает, что механизм кристаллического поля в подрешетке

R-ионов действительнонесрабатывает,когда речькасается 100,и ее происхождениеобусловленоиной причиной. Былосделанопредположение, что ее возникновение связано с подрешеткой Fe. Проведенные измерения магнитострикции поликристаллического LuFe2 подтвердилиэтугипотезу.Магнитострикцияв этомсоединенииоказалась на уровне 10–4, т. е. она обусловлена целиком подрешеткой

184

Рис. 64. Экспериментально определенные температурные зависимости константы магнитострикции λ100 монокристаллов соединений DyFe2:

темные точки – данные рентгеновских измерений; светлые точки – данные тензометрических измерений; пунктирные линии – прогнозируемые зависимости в рамках одноионной модели магнитострикции R-подрешетки

ионов Fe, поскольку атомы лютеция не имеют собственного магнитного момента.

Как и в случае одноосных соединений, представляло интерес изучение величины АМ кубических соединений типа RFe2 при замещении Fe на Co. Такие исследования были выполнены в проблемной научно-исследовательской лаборатории постоянных магнитов УрГУ В. Н. Москалевым на примере системы Er(Fe1–xCox)2. На рис. 66 и 67 показаны концентрационная и температурные зависимости константы АМ λ111 для этой системы соответственно. Видно, что абсолютная величина λ111(0) увеличивается с 1,85 · 10–3 äî 2,5 · 10–3 при полном замещении Fe на Co. Температурный же ход λ111(Ò) хотя качественно выглядит одинаково для всех образцов с разными õ, начиная с составов с õ > 0,4 перестает описываться функцией L27,5(ξ0md(T)/T). Эти данные однозначно свидетельствуют о том, что ионы Co привносят дополнительный вклад в константу

185

Рис. 65. Экспериментально определенные температурные зависимости константы магнитострикции 100 монокристаллов соединений HoFe2:

темные точки – данные рентгеновских измерений; светлые точки – данные тензометрических измерений; пунктирные линии – прогнозируемые зависимости в рамках одноионной модели магнитострикции R-подрешетки

111, совпадающий по знаку с таковым для подсистемы ионов Er. Выше было показано, что подрешетка Co вносит свой довольно заметный вклад в АМ соединений с большей молярной долей атомов 3d-элемента. Представляется, чтоэтосвязаносчастичнымразмораживаниеморбитальныхмоментоватомовСo,приводящимкнесферичности 3d-электронного облака. При повороте такого облака в решеткекристалла окружающие атомы вынуждены «раздвигаться»,вызываяАМ. Этотмеханизм, по-видимому, аналогичен таковому для R-ионов.

186

Рис. 66. Концентрационнаязависимость константы магнитострикции 111 монокристаллов соединений Er(Fe1–xCox)2

Рис. 67. Температурная зависимость константы магнитострикции 111 монокристаллов соединений Er(Fe1–xCox)2:

точки – эксперимент; линии – аппроксимация теоретической зависимостью в рамках одноионной модели магнитострикции Er-подрешетки

187

15.5. Магнитострикционные материалы на основе соединений типа RT2

Высокиевеличины констант магнитострикции 111(0) и 100 (0) уряда соединений RFe2 в сочетании с высокой температурой Кюри явились отправным моментом в попытках разработать на их основеновыевысокомагнитострикционные сплавы для преобразователей электромагнитной энергии в механическую работу. Из табл. 28 видно, что наилучшим «кандидатом» в высокомагнитострикционные сплавы является интерметаллид TbFe2. Однако, как показали эксперименты, в литом материале такогоинтерметаллида высокие величины магнитострикционной деформации при комнатной температуререализуются в полях порядка 10–15 кЭ, что как минимум на порядок выше максимальных значений магнитного поля в типичных магнитострикционных преобразователях на основе сплавов 3d-металлов (пермендюра) (100–500 Э).

Столь трудное магнитное насыщение этого материала связано с высокой собственной коэрцитивностью его доменных границ, обусловленной, в свою очередь, высокой плотностью их граничной энергии из-за большой величиныконстантK1 и K2 уTbFe2 даже при комнатной температуре. Уменьшить их величины оказалось возможным путем приготовления квазибинарного интерметаллида (Tb,Dy)Fe2. Разные знаки констант МКА K1 и K2 у соединений TbFe2 и DyFe2 и в то же время одинаковый знак 111 позволили А.КларкусколлегамиизлабораторииВМС СШАв 1980-егг. «сконструировать» квазибинарный сплав состава Tb0,3Dy0,7Fe2, названный ими«Terfenol», сгораздобольшей, чемуTbFe2,магнитной проницаемостью в малых и средних полях и, следовательно, большей величиной d /dH.

Этотсоставбылнайден эмпирическимпутем. ОднакополученныесведенияотипеМКАи величинахконстантМКАи АМв RFe2, ихтемпературныхзависимостяхи возможности адекватногоописания последних теоретическими формулами позволяют, используя принцип суперпозиции вкладов, вести поиск составов многокомпонентных систем с требуемыми потребительскими свойствами

188

расчетным путем. Такая работа применительно к высокомагнитострикционнымсплавамна основеRFe2 былавыполнена однимизавторовнастоящегопособия(Н.В.Кудреватых)совместносВ. Н.Москалевым также в 1980-е гг. Нами были рассчитаны температурныезависимости константМКАK1 и K2 усоединенийTbFe2 иDyFe2 в районе комнатной температуры в результате использования температурных функций LJ4(X) и LJ6(X) для каждого типа РЗЭ (см. раздел 14) и были построены концентрационные зависимости величин констант МКА K1 и K2 в системе (Tb1–хDyх)Fe2 при Т = 293 K сучетом магнитоупругоговклада в константуK1 (рис. 68–69). Было найдено, что K1 = 0 при х = 0,67, а K2 = 0 при х = 0,44. «Критический»состав, при которомпроисходит концентрационный ориентационный переход ОЛН от направления [111] к направлению [100], т. е. когда |K2 | = 9K1, соответствует значению х = 0,69, что практически совпадает с найденным эмпирическим значением х = 0,7

для сплава «Terfenol».

Т, K

Рис. 68. Рассчитанные поодноионной модели температурные зависимости константы магнитострикции 111(Т) и констант МКА K1 и K2 соединений TbFe2 и DyFe2 в районе комнатной температуры:

1 и 1 – 111(Т); 2 и 2 – K1(T); 3 и 3 – K2(T); цифры со штрихом – DyFe2

189