Исследование магнитной структуры кубических нецентросимметричных кристаллов моногерманидов переходных металлов Алтынбаев Евгений Владимирович

Содержание к диссертации

Введение

1. Физические свойства геликоидальных магнетиков со структурой типа B20 9

1.1. Кристаллическая структура 9

1.2. Магнитная структура MnSi 12

1.3. Скирмионная рештка 16

1.4. Магнитный фазовый переход в MnSi 18

1.5. Динамические свойства магнитной структуры MnSi 21

1.6. Физические свойства моногерманидов переходных металлов. 29

2. Методы исследования 33

2.1. Синтез образцов 33

2.2. Метод SQUID-магнитометрии 38

2.3. Метод малоугловой дифракции нейтронов 40

2.4. Метод малоуглового рассеяния нейтронов на магнитных возбуждениях 45

3. Спиновая структура MnGe 48

3.1. Магнитная восприимчивость MnGe. 48

3.2. Исследование MnGe методом малоугловой дифракции нейтронов 51

3.3. Рассеяние нейтронов на спиновых волнах в геликоидальных магнетиках . 62

3.4 Основные выводы 67

4. Магнитная структура псевдобинарного соединения Mn1-xFexGe 69

4.1. Температурная эволюция магнитной структуры соединения Mn0.75Fe0.25Ge. 69

4.2. Эволюция магнитной структуры соединений Mn1-xFexGe с ростом x при x 0.5. 79

4.3. Основные выводы. 90

5. Магнитная структура псевдобинарного соединения Mn1-xCoxGe 92

5.1. Аттестация образцов соединения Mn1-xCoxGe методом СКВИД-магнитометрии. 93

5.2. Исследование образцов соединения Mn1-xCoxGe методом малоуглового рассеяния нейтронов. 99

5.3. Эволюция магнитной структуры соединений Mn1-xCoxGe с ростом x при x 0.45. 102

5.4. Эволюция магнитной структуры соединений Mn1-xCoxGe с ростом x при x 0.45. 106

5.5. Основные выводы 111

Заключение 114

Литература 116

• Скирмионная рештка
• Метод SQUID-магнитометрии
• Рассеяние нейтронов на спиновых волнах в геликоидальных магнетиках
• Эволюция магнитной структуры соединений Mn1-xFexGe с ростом x при x 0.5.

Введение к работе

Актуальность. Тип кристаллографической структуры B20 характеризуется
отсутствием центра инверсии в расположении магнитных атомов, что приводит к
появлению антисимметричного обменного взаимодействия Дзялошинского-Мория
(ДМ). В результате конкуренции антисимметричного взаимодействия ДМ и
симметричного ферромагнитного взаимодействия, магнитная подсистема

соединений с кубической структурой типа B20 упорядочивается в геликоидальную спиновую структуру [1]. Волновой вектор этой магнитной структуры равен

k_s = D/J, где D — постоянная Дзялошинского, а J — обменная константа.

Архетипическим представителем геликоидальных магнетиков со структурой типа B20 является бинарное соединение моносилицида марганца. Иерархия обменных взаимодействий, формирующих магнитную структуру соединения MnSi, приводит к разнообразию магнитных явлений в системе: к сложному характеру фазового перехода из парамагнитного в упорядоченное состояние; появлению А-фазы с гексагональной структурой скирмионной рештки; полному нарушению киральной симметрии магнитной структуры; близости магнитной структуры к квантовому переходу, которую можно достичь при высоком давлении или в результате замещения атомов Mn атомами Fe или Co.

В то время как магнитная структура моносилицидов переходных металлов и е свойства в значительной мере исследованы, магнитные свойства другого семейства соединений со структурой типа B20, на основе германия, изучены значительно меньше. Это связано с тем, что моногерманиды переходных металлов, такие как MnGe и CoGe, могут быть синтезированы только при высоких давлениях и температурах [2]. Тем не менее, известно, что магнитная система MnGe упорядочивается в геликоидальную магнитную структуру с волновым вектором k_s = 2.2 ± 0.05 нм^-1 при низких температурах, что почти на порядок превышает значение волнового вектора магнитной системы MnSi (k_s = 0.36 нм^-1). Соединение FeGe, в свою очередь, демонстрирует рекордно высокую температуру геликоидального магнитного упорядочения, T_C = 278 K, в то время как для моносилицида марганца эта температура равна T_C = 29 K.

В результате исследования псевдобинарных соединений Mn_1-xFe_xGe методами малоугловой дифракции нейтронов и лоренцовской электронной микроскопии, удалось обнаружить, что, геликоидальное магнитное упорядочение свойственно для этих соединений во всем диапазоне концентраций, а также, что при определнном значении параметра x_c = 0.75 происходит изменение знака связи магнитной и структурной киральности [3, 4]. Теоретические расчеты показали, что взаимодействие ДМ действительно меняет знак при критической концентрации атомов Fe, x = x_c, что и приводит к изменению магнитной киральности. Однако,

расчты, при этом, не объясняют сравнительно большую величину волнового вектора магнитной структуры соединения MnGe.

Таким образом, исследования синтезированных при высоких давлениях соединений моногерманидов переходных металлов представляют огромный интерес ввиду богатого разнообразия их магнитных свойств.

Целью работы является исследование магнитной структуры соединений на основе моногерманида марганца, допированных железом либо кобальтом, и е эволюции с температурой.

Объектами исследования были выбраны соединения MnGe, Mn_1-xFe_xGe c x = 0.2, 0.25, 0.3, 0.4 и 0.5 и Mn_1-xCo_xGe c x = 0.1, 0.2, 0.3, 0.4, 0.45, 0.5, 0.6, 0.7, 0.8 и 0.9 с кристаллографической структурой типа B20, синтезированные в институте физики высоких давлений имени Л. Ф. Верещагина.

В соответствии с целью данного исследования были сформулированы следующие задачи:

1. Исследовать интегральные характеристики магнитных свойств
моногерманидов переходных металлов методом SQUID-магнитометрии и
установить магнитную структуру соединений MnGe, Mn_1-xFe_xGe и Mn_1-xCo_xGe
методами малоугловой дифракции нейтронов.

2. Исследовать особенности температурного магнитного фазового перехода
порядок-беспорядок в соединении MnGe.

1. Установить закономерности трансформации магнитной структуры в соединениях Mn_1-xFe_xGe и Mn_1-xCo_xGe с ростом концентрации атомов Fe или Co, x.

2. Изучить особенности температурного перехода порядок-беспорядок в соединениях Mn_1-xFe_xGe с x < 0.5 и Mn_1-xCo_xGe с x < 0.9.

Научная новизна:

1. Впервые методом малоуглового рассеяния нейтронов проведено
исследование температурного магнитного фазового перехода порядок-беспорядок
в соединении MnGe и твердых растворах Mn_1-xFe_xGe и Mn_1-xCo_xGe с x < 0.45, и
предложен сценарий температурного магнитного фазового перехода в системах,
основанных на соединении MnGe.

2. Предложена модель неупругого рассеяния нейтронов на спиновых
возбуждениях в геликоидальных магнетиках в нулевом внешнем магнитном поле в
области малых углов.

3. Впервые определн тип магнитного упорядочения соединений Mn_1-xCo_xGe в
диапазоне 0.1 < x < 0.9 при низких температурах и исследована эволюция
магнитной структуры с температурой.

4. Впервые в соединениях Mn_1-xFe_xGe и Mn_1-xCo_xGe обнаружен скрытый
квантовый фазовый переход с ростом x из геликоидального состояния с дальним
магнитным порядком во флуктуирующее геликоидальное состояние с ближним
порядком.

Научная и практическая значимость. Установленные в результате выполнения данной работы закономерности вносят значительный вклад в современные сведения о магнитных фазовых переходах в кубических геликоидальных магнетиках без центра инверсии.

Полученные экспериментальные результаты могут быть востребованы в научных лабораториях, занимающихся проблемами магнетизма и его связью с кристаллографической структурой, при описании магнитной структуры и е динамических свойств в соединениях со структурой типа B20.

Данные по изучению свойств геликоидальной магнитной структуры моногерманидов переходных металлов могут быть использованы при разработке современных устройств хранения и обработки информации, а также спинтронных устройств.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Магнитный фазовый переход порядок-беспорядок в соединении MnGe имеет сложный многоступенчатый характер. При температурах ниже T_N = 130 K наблюдается устойчивая геликоидальная магнитная структура с периодом d = 2.9 нм при температуре T = 10 K. В диапазоне температур T < T_N наблюдается сосуществование в магнитной системе MnGe ближнего магнитного порядка (геликоидальных флуктуаций) наряду с дальним магнитным порядком. В диапазоне температур T_N < T < T_h = 150 K геликоидальная магнитная система флуктуирует. При температурах выше T_h геликоидальные флуктуации разбиваются на ферромагнитные нано-области с характерным размером порядка 1 нм, количество которых максимально при T_SRF = 170 K.

2. При x = x_c2 0.45 в соединениях Mn_1-xFe_xGe и Mn_1-xCo_xGe происходит трансформация геликоидальной магнитной системы с малым периодом магнитной спирали, , где a — параметр кристаллической решетки, к геликоидальной структуре с большим периодом магнитной спирали, Магнитный фазовый переход порядок-беспорядок в соединениях Mn_1-xFe_xGe и Mn_1-xCo_xGe с x < 0.45 происходит по тому же сценарию, что и в случае соединения MnGe. При этом магнитная система соединений Mn_1-xFe_xGe и Mn_1-xCo_xGe при низких температурах претерпевает фазовый переход с ростом x x_c1 0.35 и 0.25, соответственно, из геликоидального состояния с дальним магнитным порядком в геликоидальное состояние с ближним магнитным порядком.

3. Для соединений Mn_1-xCo_xGe, обогащнных кобальтом (0.5 < x < 0.8),
определена температура фазового перехода из парамагнитного в геликоидальное
состояние T_C, которая уменьшается с ростом концентрации Co от 75 K при
x = 0.5 до 50 K при x = 0.8. В соединениях Mn_1-xCo_xGe с x = 0.5 и 0.6 в диапазонах
температур T < 70 K и 20 K < T < 60 K, соответственно, установлено
сосуществование двух геликоидальных фаз с различными значениями периода
магнитной спирали. В соединении Mn_0.1Co_0.9Ge магнитная система упорядочена
ферромагнитно при T < 42 K.

Апробация работы. Основные результаты работы были представлены на научных семинарах в ФГБУ ПИЯФ НИЦ КИ (научные семинары ОИКС), СПбГУ, а также на следующих российских и международных конференциях: Совещании «International Workshop on Single-Crystal Diffraction with Polarized Neutrons, Flipper 2013» (Гренобль, Франция, 2013); Летних школах RACIRI-2013, 2014, 2016 (Санкт-Петербург, 2013 и 2016, Стокгольм, Швеция, 2014); Совещании «Polarized Neutrons in Condensed Matter Investigations, PNCMI-2016» (Мюнхен, Германия, 2016); Совещаниях «Dzyaloshinskii-Moriya Interaction and Exotic Spin Structures, DMI» 2013, 2015 (Великий Новгород, 2013, Псков, 2015); 47-й, 48-й, 49-й и 50-й школах ПИЯФ по физике конденсированного состояния, (Санкт-Петербург, 2013-2016); Совещании по использованию рассеяния нейтронов и синхротронного излучения в конденсированных средах «РНСИКС 2014», (Санкт-Петербург, 2014); Рабочих совещаниях по малоугловому рассеянию и рефлектометрии нейтронов МУРомец 2013-2016 (Санкт-Петербург, 2013-2016); Рабочих совещаниях по физике поляризованных нейтронов «Школа ФПН» 2013-2016 (Санкт-Петербург, 2013-2016).

Публикации. Основные результаты по теме диссертации опубликованы в 5 печатных изданиях [5—9], 5 из которых индексируются международными системами цитирования Web of Science и Scopus [5—9], 2 — индексируются национальной библиографической базой данных научного цитирования РИНЦ [8, 9].

Объм и структура работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения. Полный объм диссертации составляет 124 страницы с 41 рисунком. Список литературы содержит 112 наименований.

Скирмионная рештка

При температуре Тс = 29.5 К магнитная система моносилицида марганца MnSi претерпевает фазовый переход в геликоидальное спиновое состояние с несоразмерным волновым вектором к, = (2ти/а)( f), где = 0.017. Спиновые спирали ориентируются в MnSi вдоль четырех эквивалентных направлений (), что определяется энергией анизотропного обмена и энергией кубической анизотропии, так что в отсутствие внешнего магнитного поля в кристалле образуется четыре типа магнитных доменов [36, 52]. Величина волнового вектора не зависит от внешнего поля и очень слабо зависит от температуры, нм–1 при Т = 4 К, так что период спиновой спирали равен л/ . Эксперименты по малоугловому рассеянию нейтронов [52] показали, что спиральная структура, многодоменная в нулевом поле, становится однодоменной конической с приложением магнитного поля мТл при низких температурах. Конус сужается с ростом поля и при мТл магнитная структура переходит в ферромагнитную со средним моментом 0AjuB на атом Мп, где — магнетон Бора. Величина этого момента оказалась много меньше, чем эффективный момент в парамагнитной фазе, обнаруженной при температурах много выше Тс. Зависимость магнитной восприимчивости, /, соединения MnSi описывается законом Кюри-Вейса при Т ТС вплоть до температуры 107с, при температурах Т Тс магнитная восприимчивость MnSi во внешнем магнитном поле Н НС\ постоянна и не зависит от температуры [52]. Оценка магнитного момента на атом Мп из температурной зависимости магнитной восприимчивости соединения показала, что он должен быть равен \AjuB [52].

Измерение зависимости намагниченности от внешнего магнитного поля показало, что вне зависимости от приложенного давления, намагниченность моносилицида марганца не достигает насыщения в полях Ж 12 Тл [53]. Тем не менее, при увеличении внешнего давления, температура магнитного фазового перехода соединения MnSi, Тс, обращается в ноль при Р = 1.46 ГПа.

В 1964 году, И. Е. Дзялошинский предложил механизм, описывающий длиннопериодные спиновые спирали, которые вызваны нестабильностью ферромагнитной структуры, обусловленные наличием дополнительного относительно малого релятивистского взаимодействия [1]. Он показал, что такая нестабильность может возникать только в нецентросимметричных кристаллах. В 1980 Бак и Йенсен разработали на основе этого механизма теорию, объясняющую магнитную структуру соединений MnSi [2].

Согласно модели Бака и Йенсена, спиновая спираль становится стабильной в результате иерархии трх основных существующих взаимодействий. Самое сильное из них — обычное симметричное изотропное обменное взаимодействие гейзенберговского типа (s.-8Д которое стремится упорядочить спины ферромагнитно. Помимо ферромагнитного обмена, существует дополнительное изотропное антисимметричное взаимодействие Дзялошинского-Мория (ДМ), которое стремится ориентировать соседние спины перпендикулярно друг другу (s,.xs;.). Так как взаимодействие ДМ значительно слабее ферромагнитного обмена, оно способно развернуть спины лишь на малый угол. Третье, самое слабое, анизотропное обменное взаимодействие, либо кубическая анизотропия, фиксирует направление волнового вектора спирали ks в пространстве.

Минимизируя свободную энергию, содержащую три этих взаимодействия, авторы [2] установили, что равновесие системы достигается, если волновой вектор спирали равен ks = SD/A. Здесь S — средний спин системы, D — константа взаимодействия ДМ, а ,4 — параметр, характеризующий силу обменного взаимодействия, то есть жсткость спиновых волн на расстояниях много меньших периода спирали (при ). Учитывая, что , величина ks мала, и, следовательно, период спирали велик.

Исследованию длиннопериодной киральной магнитной структуры соединения MnSi посвящено большое количество экспериментальных работ [36, 52, 54—62]. В работах [52, 54] описаны эксперименты по малоугловому рассеянию нейтронов в MnSi во внешнем магнитном поле. С целью подробного изучения магнитных свойств, в перечисленных ниже работах были произведены измерения намагниченности [55, 56]; электронного спинового резонанса [57]; магнетосопротивления [58]; поглощения ультразвука [59]; ядерного магнитного резонанса [60—62] и другие.

Опираясь на совокупность полученных данных, поведение MnSi в магнитном поле можно описать следующим образом: при приложении внешнего магнитного поля, спиновая структура перестраивается из плоской спирали в коническую, при этом волновой вектор спирали ks поворачивается вдоль направления магнитного поля H, и образец становится монодоменным. Период спирали при этом остается неизменным. Процесс поворота вектора ks начинается с порогового значения поля HC1, энергия взаимодействия которого с конической спиралью преобладает над энергией кубической анизотропии, фиксирующей направление спирали в пространстве вдоль выделенных кристаллографических направлений. Эффект поворота волнового вектора ks теоретически рассматривался в работах [63—65]. В полях H HC1 спиновая структура находится в конической фазе, то есть существует компонента спина, параллельная полю, а каждый единичный спин образует конус с осью, которой является вектор ks. Угол между единичным спином и волновым вектором ks уменьшается с увеличением поля вплоть до H = HC2, при котором становится равным нулю. Таким образом, в полях H HC2 коническая геликоидальная структура исчезает, и образец переходит в индуцированную полем ферромагнитную фазу.

Метод SQUID-магнитометрии

Основным принципом создания высокого давления в камерах такого типа является сочетание процессов сжатия и истечения вещества рабочего объема, т.е. обеспечение увеличения плотности вещества в рабочем объеме: / = m/m - V/V, где – плотность, m - масса и V – объем вещества. Сжатие исследуемого материала осуществляется пуансонами из твердого сплава, истечение вещества происходит через кольцевой зазор между пуансонами. Истечение вещества прекращается после достижения равновесия между давлением в центральной части камеры и кольцевом зазоре за счет возрастания сил трения в литографском камне, вытекающим через зазор. Последующее увеличение нагрузки приводит к повышению давления только за счет сжатия среды. Наличие тороидальной части камеры в качестве поддержки центральной части, в результате чего давление почти равномерно снижается от центра к периферии, обеспечивает устойчивую работу в течение длительного времени при высокой температуре. При этом, высота кольцевого зазора (h = 1.0—1.5 мм при максимальном нагружении) позволяет ввести в центральную часть термопары. Применение твердых материалов в качестве среды, передающей давление, позволяет проводить исследования в широком диапазоне давлений и температур. Важной методической задачей является подбор материалов, контактирующих с реагирующим веществом при синтезе в условиях высоких давлений.

Исходя из величины требуемого давления и объема реагируемого вещества, использовалась камера с размером лунки 15 мм. Для создания нагрузки при сжатии камеры диаметром 15 мм применялся малогабаритный лабораторный гидравлический пресс усилием до 1000 тонн.

Синтез моногерманидов переходных металлов в условиях высоких давлений и температур является новой технологией получения материалов [23]. Для синтеза соединений со структурой В20 в системах MnGe-CoGe и MnGe-FeGe при давлении 8 ГПа необходимо было использовать высокую температуру для получения гомогенных по составу образцов большого объема и обеспечить их защиту от загрязнения примесями посторонних металлов. Поэтому была использована схема обеспечивающая прямой нагрев. При такой сборке нагрев осуществлялся пропусканием переменного тока непосредственно через исходную смесь, контактирующую с матрицей камеры через тонкую крышку из нейтрального металла.

В качестве среды, передающей давление и предохраняющей исходную смесь от загрязнения и окисления, использовался монокристаллический хлористый натрий. Трубка из NaCl набивалась тщательно перемешанной исходной смесью в среде аргона. Для камеры с диаметром лунки 15 мм использовалась ампула с внешним диаметром 8 мм, внутренним отверстием диаметром 5 мм и высотой 8 мм. Величины тока и напряжения, необходимые для создания температуры, обеспечивающей расплавление исходной смеси, определялись по вольтамперной характеристике смеси. При таких температурах кристаллизация соединений происходила в условиях близких к гидростатическим, поскольку плавление смеси происходило при температуре близкой к температуре плавления NaCl. Такой способ синтеза позволял получать максимально большие образцы (Рис. 2.2), которые легко могли быть очищены от передающей среды.

Однако недостатком такого метода является невозможность определить абсолютную температуру, при которой происходит синтез. Это приводит к возможному перегреву смеси и изменению исходного состава, что может приводить к образованию смеси фаз. Поэтому параметры синтеза определялись непосредственно по результатам рентгеновского фазового анализа для каждого состава образца соединения. Рис. 2.2. Вид образца после плавления при высоком давлении 8 ГПа в контейнере из NaCl. Для получения образцов ряда соединений Mn 1-хCoх Ge и Mn 1-хFeх Ge со структурой В20 было выполнено более ста опытов для х = 0; 0.1; 0.15; 0.2; 0.3; 0.4; 0.5; 0.6; 0.7; 0.8; 0.9; 0.95; 1.0. В частности, образцов состава MnGe было синтезировано 65 штук. Полученные поликристаллические образцы имели форму цилиндра с диаметром основания порядка и высотой порядка 4 мм (Рис. 2.2). Характерные размеры монокристаллов в образце не превышали 100 мкм ни в одном из направлений. Масса образцов не превышала 300 мг. Синтез проводился как из исходной смеси, так и из предварительно приготовленного сплава с использованием дуговой печи. Для синтеза использовались германий, зонно-очищенный чистотой не хуже 99.999%, и марганец чистотой 99.5 – 99.9%. В качестве защитного контейнера, передающего давление, использовали кроме монокристаллического хлористого натрия (NaCl) также высоко – плотный гексагональный нитрид бора (BN). В качестве токопроводящих прокладок мы использовали фольгу высокочистых тантала и серебра.

Аттестация образцов проводился на дифрактометре STOE IPDS-II с использованием Mo-K излучения при нормальном давлении и комнатной температуре. На Рис. 2.3 представлены рентгенограммы образцов MnGe, синтезированных из смеси исходных порошков (MnGe-1) и из сплава (MnGe-2). Поскольку на рентгенограмме, полученной от образца MnGe-2, присутствует рефлекс при 2 = 16 и значительно менее, в сравнении с рентгенограммой от образца MnGe-1, выражен пик при 2 = 15, можно сделать вывод что в образце, полученном из сплава, присутствует примесь фазы Mn11Ge8 [99]. Поэтому большой объем соединение MnGe для нейтронографических исследований нарабатывался путем синтеза смеси исходных компонентов в контейнере из NaCl.

Рассеяние нейтронов на спиновых волнах в геликоидальных магнетиках

Аппроксимация брэгговского рефлекса проводилась функцией псевдо-Войта, что позволило определить четыре параметра: позиция рефлекса К полная ширина на половине высоты (ПШПВ) рефлекса к , интегральные интенсивности функций Гаусса 1(G) и Лоренца I(L). Ширина рефлекса, к, определяется когерентной длиной магнитной структуры, , на которой происходит рассеяние нейтронов, и функцией разрешения установки. В случае п/ ширина рефлекса будет равна функции разрешения установки. Если же ширина брэгговского рефлекса превышает инструментальную функцию, когерентная длина магнитной структуры может быть определена как /. Вклад в брэгговский рефлекс функции Гаусса в данном случае следует интерпретировать как свртку функции разрешения установки и Фурье-образа функции, описывающей распределение магнитных доменов по размерам. Например, Фурье-образ распределения магнитных доменов по размерам для устойчивой магнитной структуры с большой корреляционной длиной будет функция, близкая к дельта-функции Дирака. Таким образом, вклад от функции Гаусса соответствует рассеянию нейтронов на устойчивой геликоидальной структуре. В то же время, вклад в брэгговский рефлекс функции Лоренца связан с наличием в магнитной системе геликоидальных флуктуаций [3, 7].

Как видно из Рис. 3.3, интенсивность дополнительного к брэгговскому рефлексу рассеяния при Q ks растет с температурой. Это рассеяние не было обнаружено ранее ни при исследовании MnSi [8], ни при исследовании соединения FeGe [26, 46]. С другой стороны, это рассеяние было обнаружено, но не было проанализировано в экспериментах по дифракции нейтронов на образцах соединения моногерманида марганца, [25, 85, 91]. Интенсивность наблюдаемого рассеяния практически не зависит от переданного импульса при значениях Q, меньших величины волнового вектора магнитной спирали ks. Таким образом, при обработке данных, профиль дополнительного рассеяния был описан сврткой функции Хэвисайда с разрывом при значении переданного импульса Q = ks и функции

Лоренца (Рис. 3.3). Итоговое выражение для функции, описывающей дополнительное к брэгговскому рассеяние может быть записано в виде ( ( )\\ i) K) - - — - , где — ширина размытия разрыва, и равна разности значений переданного импульса, при которых функция, описывающая дополнительное рассеяние, принимает значения в 25% от максимального, ( ) и в 75% от ( ) Поскольку интеграл / ( ) расходится, для получения величины интегральной интенсивности дополнительного рассеяния, амплитуда ( ) нормировалась на величину / ( ) при ( ) где равен 0.3 нм"1, что соответствует максимальному значению переданного импульса, достижимому в эксперименте. Пример аппроксимации профиля функции рассеяния для температуры Т=\30 К показан на Рис. 3.4.

Температурные зависимости интегральной интенсивности функции Гаусса/(G), интегральной интенсивности функции Лоренца I(L) и интенсивности дополнительного рассеяния 1{аЪ) в диапазоне Г 150К представлены на Рис. 3.5. Интегральная интенсивность функции Гаусса постоянна в температурном диапазоне ниже 70 К. В то же время, интегральная интенсивность функции Лоренца много меньше интенсивности функции Гаусса, но плавно растет с температурой, что свидетельствует о растущей с температурой объмной доле геликоидальных флуктуаций. Дальнейшее увеличение температуры при Т 70 К, приводит к тому, что интегральная интенсивность функции Гаусса падает и обращается в ноль при температуре 7V= 130 К. При более высоких температурах брэгговский рефлекс описывается функцией Лоренца. Таким образом, можно утверждать, что температурой перехода из устойчивой геликоидальной фазы в 100% флуктуирующую геликоидальную фазу является температура TN = 130 К (Рис. 3.5). Из Рис. 3.5 также хорошо видно, что интегральные интенсивности функции Лоренца I(L) и дополнительного рассеяния I(ab) равны друг другу в температурном диапазоне 0 K T 130 K и описываются экспоненциальным законом. Для большей наглядности, интенсивности I(L) и I(ab) построены на Рис. 3.6 в логарифмическом масштабе в зависимости от температуры. Равенство этих интенсивностей между собой, а также экспоненциальный рост этих интенсивностей с температурой, свидетельствуют о том, что оба этих вклада в рассеяние обусловлены одним и тем же динамическим процессом. Таким образом, можно утверждать, что дополнительное к брэгговскому рефлексу рассеяние, I(ab), вызвано нестабильностью спиновой структуры соединения, или наличием в системе геликоидальных флуктуаций, и является результатом неупругого рассеяния нейтронов на магнитных возбуждениях системы.

Эволюция магнитной структуры соединений Mn1-xFexGe с ростом x при x 0.5.

Профиль рассеяния нейтронов на образцах соединения MnbxCoxGe в диапазоне концентраций х 0.45 состоит из брэгговского рефлекса и аномального вклада, предположительно вызванного неупругим рассеянием нейтронов. Неупругий вклад в рассеяние хорошо описывается сверткой функции Хэвисайда (ступенчатой функцией) и функции Лоренца. Интенсивность неупругого рассеяния растет при низких температурах с ростом концентрации Со, достигая своего максимального значения при х = 0.4, а затем убывает и обращается в ноль при х = 0.5 (Рис. 5.5а).

Аппроксимация брэгговского рефлекса функцией псевдо-Войта позволяет определить четыре различных параметра: позиция рефлекса ks, полная ширина на половине высоты (ПШПВ) рефлекса к и интегральные интенсивности функций Гаусса I(G) и Лоренца I(L). Параметр ( )/( ( ) ( )) позволяет оценить степень нестабильности магнитной структуры исследуемого соединения, поскольку вклад в брэгговский рефлекс от функции Лоренца соответствует рассеянию нейтронов на геликоидальных флуктуациях, а вклад в рефлекс от функции Гаусса — рассеянию нейтронов на устойчивой геликоидальной структуре [3, 7].

Как и в случае чистого соединения MnGe, для всех соединений Mni_xCoxGe с х 0.45 удалось определить критические температуры TN, Тн, TSRF и TQF. Зависимость этих температур от концентрации атомов Со в соединении MnbxCoxGe представлена на фазовой диаграмме (Т-х) на Рис. 5.6. Параметр а соответствует объемной доле флуктуирующей фазы магнитной структуры соединения. Устойчивая геликоидальная структура с а 0.1 ограничена области малых полей и концентраций Со в соединении (Рис. 5.6). Линия а = 1.0 определяет температуру перехода к флуктуирующему геликоидальному состоянию магнитной системы, TN. Температура Th ограничивает область диаграммы, в которой может быть проанализирован брэгговский пик от геликоидальной структуры (Рис. 5.6). Критическая температура TSRF соответствует переходу магнитной структуры к фазе ферромагнитных нано-областей. Температура TQF ограничивает область геликоидальных флуктуаций квантовой (нетепловой) природы. Кроме того, для соединений Mn1-xCoxGe с была определена температура TC, которая соответствует температуре магнитного перехода от фазы высокотемпературных ферромагнитных корреляций к фазе парамагнитных флуктуаций ферромагнитной природы. Начиная с самых низких температур T и концентраций x, устойчивая геликоидальная структура разрушается и растет объемная доля геликоидальных флуктуаций (Рис. 5.6). Область, где фазой геликоидальных флуктуаций можно пренебречь, ограничена на фазовой диаграмме (Рис. 5.6) кривой = 0.1. Увеличение параметра x, либо температуры, T, приводит к плавному замещению стабильной геликоидальной структуры фазой геликоидальных флуктуаций. На Рис. 5.6 область существования устойчивой геликоидальной структуры ограничена кривой = 1.0, которой соответствует температура магнитного фазового перехода от дальнего порядка к ближнему TN. Как видно из Рис. 5.6, температура TN уменьшается с ростом параметра x от 130 K для x = 0.0 и обращается в ноль при xc1 0.25. Область на фазовой диаграмме (T-x), ограниченная температурой TQF, которая была определена для соединений Mn1-xCoxGe с 0.20 x 0.45 (Рис. 5.6), соответствует области геликоидальных флуктуаций квантовой природы. То есть корреляционная длина геликоидальных флуктуаций, обнаруженных при температурах T TQF, не меняется с температурой и зависит только от величины параметра x. Аналогичный результат был получен для соединений Mn1-xFexGe с 0.25 x 0.40 (Рис. 4.8).

Как и в случае чистого соединения MnGe, брэгговский рефлекс от геликоидальной магнитной структуры в соединении Mn1-xCoxGe может быть различим во всем диапазоне температур T Th. При T Th в магнитной системе возникает высокотемпературная фаза ферромагнитных корреляций с характерным размером порядка 1 нм. Поскольку при температурах выше TSRF профиль рассеяния хорошо описывается функцией Гаусса с центром при Q = 0 нм-1, можно сделать вывод, что эта фаза полностью формирует магнитную структуру. Следует также отметить, что для соединений Mn1-xCoxGe с 0.20 x 0.45 удалось определить критическую температуру TC, выше которой наблюдается рассеяние на парамагнитных флуктуациях ферромагнитной природы, то есть профиль рассеяния хорошо описывается функцией Лоренца с центром при Q = 0 нм-1 (Рис. 5.6). Поскольку эта температура не была обнаружена ни для чистого соединения MnGe, ни для соединений Mn1-xFexGe с x 0.40, следует ожидать, что для этих соединений температура TC больше 300 K.

Относительно большое значение волнового вектора магнитной спирали ksa 1 [25, 85], а также относительно малое значение константы взаимодействия ДМ [27—29], свидетельствует о том, что основным для формирования магнитной структуры соединений на основе MnGe, является эффективное взаимодействие РККИ [93]. Поскольку объемная доля геликоидальных флуктуаций растет с концентрацией x, начиная с x = 0.0, и полностью доминирует над фазой устойчивой геликоидальной магнитной структуры при xc1 0.25 ( = 1.0), а волновой вектор геликоидальной структуры ks падает практически на порядок с ростом x в диапазоне 0.25 x 0.45 (Рис. 5.5a), можно утверждать, что неустойчивость геликоидальной магнитной структуры при низких температурах связана с изменением баланса между эффективным взаимодействием РККИ и взаимодействием ДМ, формирующими магнитную структуру. Во-первых, разрушение устойчивой геликоидальной структуры при xc1 0.25 свидетельствует об увеличении влияния обменного взаимодействия ДМ на магнитную систему соединения. Во-вторых, уменьшение величины волнового вектора с увеличением параметра x от ks = 2.0 нм-1 для x = 0.3 до ks = 0.2 нм-1 для xс2 = 0.45, указывает на ослабление взаимодействия между магнитными атомами и их соседями, находящимися во второй координационной сфере, то есть ослаблении влияния эффективного взаимодействия РККИ на формирование геликоидальной магнитной структуры [93]. Таким образом, можно предположить, что при x = xс2 наблюдается переход от геликоидальной магнитной структуры, основанной на эффективном взаимодействии РККИ к геликоидальной структуре, основанной на взаимодействии ДМ.