Магнитные структуры

Исследования спиновых структур РЗМ показали, что в магнитно-упорядоченном состоянии, они значительно более сложные, чем ферромагнитные и антиферромагнитные структуры 3d переходных элементов. На рисунке 8 показаны показаны спиновые структуры некоторых РЗМ.

Рисунок 8:

У лантана никакой спиновой структуры нет, поскольку у него нет 4f-электронов. В Ce магнитный порядок возникает существует при температуре ниже 12,5 К. Внутри каждой плоскости двойной ГПУ решетки ферримагнитное упорядочение, однако плоскости чередуются таким образом, что в целом структура антиферромагнитная с ориентацией магнитного момента вдоль c-оси. В металлическом Pr без внешнего магнитного поля не наблюдается магнитный порядок. Во внешнем поле упорядочиваются спины лишь некоторых узлов решетки. Неодиму присуща довольно сложная антиферромагнитная структура, в которой магнитный момент выходит из базисной плоскости на угол, величина которого зависит от температуры. При этом проекция магнитных моментов в соседних парах базисных плоскостей равны по величине и противоположны по знаку. В Sm тоже очень низкая температура возникновения магнитного порядка, но точных данных по его структуре нет, поскольку его магнитный момент невелик и исследование магнитными методами затруднено, а нейтронографически невозможно в принципе, потому что самарий очень активно поглощает нейтроны. То есть никакой картины нейтронной дифракции мы не видим, при пропускании через него нейтронов, поэтому точной картины нет, но предполагается, из тех данных, которые есть, что у него магнитный момент ориентирован c-оси кристаллической решетки. Температура магнитного упорядочения Eu, кристаллизующегося в ОЦК-структуру, составляет 94 К. Он имеет структуру простого антиферромагнитного

13

геликоида: магнитный момент ориентирован в плоскости (100), и поворачивается на угол 500 от одного слоя к другому.

У гадолиния самая высокая температура магнитного упорядочения из всех чистых РЗМ — 293 К. При низких температурах магнитный момент атомов отклонен от c-оси на некоторый угол. Такое состояние сохраняется вплоть до температуры 240 К. При повышении температуры возникает ферромагнитная структура с ориентацией магнитного момента вдоль c-оси. Такая ориентация сохраняется до температуры Кюри. В целом для Gd характерна ферромагнитная структура, то есть все магнитные моменты атомные ориентированы параллельно друг другу, хотя их ориентация относительно кристаллографических осей может быть разной.

Спиновая структура тяжелых РЗМ изучена гораздо лучше, поскольку, во-первых, легче получить монокристалл ТРЗМ, во-вторых, магнитоупорядоченное состояние в них существует в достаточно широком диапазоне температур. В тербии ниже 221 К моменты все упорядочиваются ферромагнитно и ориентируются относительно кристаллографической оси b. Выше 221 К магнитный момент ориентируется антиферромагнитно, причем лежит в базисной плоскости (вдоль оси b) и образует некую спираль с углом между моментами определенным, который меняется при изменении температуры. Такая структура наблюдается в узком интервале температур 8 К. Выше 229 К Tb парамагнитен. Спиновые структуры в Dy подобны струкутрам в Tb и отличаются только температурами переходов и осью упорядочения в ферромагнитном состоянии (ось a). В гольмии ниже 20 К наблюдается ферромагнитный геликоид. В температурном диапазоне от 20 К до 132 К — антиферромагнитный геликоид. Еще сложнее структура в Er: ниже 85 К возникает магнитный порядок антиферромагнитного типа. Магнитный момент ориентирован вдоль c-оси, но он модулирован синусоидой, то есть величина магнитного момента меняется как по модулю, так и по направлению. Такая структура называется синусоидальной. И эта структура существует до 53 К. При более низких температурах антиферромагнетизм пропадает и возникает ферромагнитный геликоид. Температура упорядочения Tm TN=56 К. При высоких температурах (40 К<T<56 К) спиновая структура синусоидальная, а ниже 25 К возникает так называемая антифазная структура, представляющая собой магнитные моменты, ориентированные вдоль c-оси, но число магнитных моментов, ориентированных, условно говоря, стрелкой вверх и стрелкой вниз не одинаковое, поэтому возникает результирующий магнитный момент в металле ниже 25 К. В Ho и Er полного упорядочения магнитных моментов не наблюдается и структура имеет ферромагнитное геликоидальное расположение спиновых моментов, при этом имеется компонента вдоль оси c.

Келер и др. показали зависимость периодичности спиральной спиновой структуры от температуры. На рисунке 9 представлена такая зависимость для тяжелых редкоземельных металлов. Кривыми — теоретический расчет, различными символами — результаты экспериментов.

14

Рисунок 9:

В диспрозии угол поворота спинов при переходе от одного слоя к другому в антиферромагнитной области при изменении температуры растет почти линейно от 26,50 до 43,20 при увеличении температуры. В тербии — от 18,50 до 20,50 и т.д.

На рисунке 10 представлена температурная зависимость удельной намагниченности монокристалла диспрозия вдоль оси a в различных полях. В области низких температур структура ферромагнитная и намагниченность высокая. При достижении некоторой температуры намагниченность резко снижается. Температура быстрого спада удельной намагниченности возрастает с увеличением приложенного поля. В нулевом поле падение намагниченности наблюдается при температуре перехода ферромагнетикантиферромагнетик (85 К). Дальнейшее увеличение температуры приводит к росту намагниченности до температуры Θ2=178,5 К (точка Нееля диспрозия), с последующим спадом. Это объясняется усилением тепловых флуктуаций и появлением выделенного направления. При приближении к Θ2 (точка Нееля) наблюдается увеличение намагниченности при росте температуры, связанное с тем, что антиферромагнитное

Рисунок 10:

15

взаимодействие ослабевает и магнитные моменты отдельных атомов отклоняются от локальных осей легкого намагничивания. Такая кривая характерна также для тербия и гольмия. Таким образом в Dy, Ho и Tb существует два температурных фазовых перехода: ферромагнетик-антиферромагнетик и антиферромагнетик-парамагнетик.

Аналогично для антиферромагнитной фазы существует полевой фазовый переход в ферромагнитную, так называемый спин-флоп переход. На рисунках 11 и 12 представлены изотермические кривые намагничивания монокристаллов гольмия и диспрозия в базисной плоскости (вдоль оси a).

Рисунок 11:

Рисунок 12:

На обоих рисунках представлен температурный интервал между Θ1 и Θ2. Можно видеть, что процесс намагничивания начинается с линейного роста намагниченности по полю и затем происходит скачкообразное возрастание удельной намагниченности при некоторой критической величине магнитного поля (Hc). При этом величина критического поля почти

16