Содержание к диссертации
Введение
2. Общие свойства тяжелых РЗМ 4
2.1. Кристаллическая структура тяжелых РЗМ 6
2.2. Электронная структура тяжелых РЗМ 7
2.3. Магнитные структуры, встречающиеся в тяжелых РЗМ 8
2.4. Косвенное обменное взаимодействие через электроны проводимости 11
3. Влияние топологии ПФ на магнитные структуры, реализующиеся в тяжелых РЗМ ... 13
3.1. Поверхности Ферми тяжелых РЗМ, нестинг 13
3.2. Обобщенная восприимчивость 16
3.3. Взаимосвязь магнитной структуры и формы поверхности Ферми 19
3.4. Электронные топологические переходы в металлах 24
3.5. Литературный обзор 29
3.6. Идея и цель исследования 39
4. Эксперимент 41
4.1. Чистый тербий 41
4.1.1. Изучение магнитных свойств монокристалла тербия при одноосном сжатии .43
4 1 .2. Изучение магнитных свойств тербия под гидростатическим давлением 49
4.1.3. Упругая аномалия в монокристалле тербия при одноосном растяжении 57
4.1.4. Аномалия термо-ЭДС в монокристалле тербия при одноосном растяжении...64
4.2. Твердые растворы Tbx Gdi.x при одноосном сжатии 68
4.3. Твердые растворы YxGdi.x под гидростатическим давлением 73
4.4. HoioGdeo под гидростатическим давлением 80
Выводы 84
Заключение 90
Список публикаций 92
Литература 93
- Электронная структура тяжелых РЗМ
- Косвенное обменное взаимодействие через электроны проводимости
- Обобщенная восприимчивость
- Изучение магнитных свойств монокристалла тербия при одноосном сжатии
Введение к работе
Актуальность работы
«Тяжелые» редкоземельные металлы (РЗМ) (Gd, Tb, Dy, Но, Ег, Тт) и их сплавы представляют собой особый класс магнетиков, знаменитых сложными магнитными структурами, возникающими в них в широком диапазоне температур. Магнитное упорядочение в этих металлах берет свое начало во взаимодействии локализованных 4/-моменгов посредством косвенного обменного взаимодействия через электроны проводимости (РККИ взаимодействие), и существование длиннопериодических магнитных структур, по-видимому, определяется топологическими свойствами поверхности Ферми (ПФ). Согласно теоретическим расчетам [1] в тяжелых РЗМ при определенных условиях может происходить электронный топологический переход (ЭТП) [2-5], который предположительно сопровождается изменением типа магнитного упорядочения [6].
Актуальность данной работы определяется тем, что в ней проведено комплексное исследование магнитных, упругих, и транспортных свойств тяжельж редкоземельньж металлов и их сплавов друг с другом и с иттрием, которое несет новую информацию, необходимую для построения модели, адекватно описывающей магнетизм этих материалов.
В работе изучалось изменение магнитных, упругих и транспортных свойств тяжельж РЗМ и их сплавов под одноосным и гидростатическим давлением, а также при варьировании химического состава. Для исследования магнитного поведения образцов под давлением использовались измерения магнитной восприимчивости и сопротивления. Для обнаружения ЭТП исследовались упругие свойства методом рентгеновской дилатометрии и с использованием резистивньж датчиков деформации, а также измерения термо-ЭДС. Эти эксперименты дополнили друг друга и в совокупности дали новую информацию о взаимосвязи магнитных свойств тяжельж РЗМ и топологии ПФ. Сопоставление результатов измерений магнитных свойств под гидростатическим и одноосным давлением позволило прояснить характер влияния энергетического спектра электронов проводимости (формы ПФ) и кристаллической решетки на магнитные свойства изучаемых материалов.
Цель работы
затаи
Целью данной работы являлось изучение влияния энергетического спектра электронов Проводимости на магнитные свпйгтия ттітигетттг РЗМ
рос национальная] библиотека
В задачи работы входило:
Исследование магнитных свойств тербия под гидростатическим и одноосным давлением.
Исследование упругих свойств тербия при одноосном растяжении с целью поиска электронного топологического перехода.
Исследование гермо-ЭДС тербия при одноосном растяжении.
Исследование магнитных свойств твердых растворов TbGd при одноосном сжатии.
Исследование магнитных свойств твердых растворов YGd под гидростатическим давлением.
Исследование магнитных свойств твердого раствора H04oGd«o под гидростатическим давлением.
Научная новизна работы и положения, выносимые на защиту
В настоящей работе была получена магнитная фазовая диаграмма тербия под одноосным (вдоль оси с) и гидростатическим давлением и впервые проведено количественное сравнение влияния одноосного и гидростатического давления на магнитные свойства тербия. С увеличением давления температурный интервал, в котором существует антиферромагнитная геликоидальная фаза, увеличивается. Обнаружено, что влияние одноосного сжатия на геликоидальную антиферромагнитную фазу в тербии значительно сильнее, чем влияние гидростатического давления.
В настоящей работе была впервые получена магнигокристаллическая фазовая диаграмма тербия в линейном приближении. Получена тройная линия, в которой встречаются парамагнитная, геликоидальная антиферромагнитная и ферромагнитная фазы. Эта линия предположительно разделяет две области с разными топологиями ПФ тербия. Также построена трехмерная фазовая диаграмма «температура - параметры кристаллической решетки».
3. Впервые было проведено исследование упругих и транспортных свойств
монокристалла тербия при одноосном растяжении вдоль гексагональной оси с с целью
поиска электронного топологического перехода. Обнаружена упругая аномалия и
аномалия гермо-ЭДС, связываемые с ЭТП, критическое значение механического
напряжения, соответствующее аномалиям, приблизительно равно значению,
механического напряжения, при котором в тербии происходит полное подавление
антиферромагнитного геликоида [7]. Получены критические значения констант
решетки а, с и отношения констант с/а, соответствующие точке ЭТП. Результаты
экспериментального исследования соответствуют теоретическим ожиданиям.
Проведено исследование магнитных свойств твердых растворов Tb^Gdoj и Tbe8Gdi2 при одноосном сжатии. В образце Tb^Gdos температурный интервал, в котором существует антиферромагнитный геликоид, увеличивается с увеличением давления.
Впервые исследовано магнитное поведение твердых растворов системы Y„Gdi., под гидростатическим давлением до 24 кбар. Построены магнитные фазовые диаграммы- в координатах «температура-давление». Обнаружено, что давление стабилизирует геликоидальную антиферромагнитную фазу за счет ферромагнитных фаз. В образце Y3oGd7o под давлением обнаружена магнитная тройная точка, в которой встречаются три магнитно упорядоченные фазы.
6. Исследовано магнитное поведение твердого раствора HowGdeo под
гидростатическим давлением. Построена магнитная фазовая диаграмма в координатах
«давление-температура». Сравнение результатов с результатами эксперимента при
одноосном сжатии [8] показало, что одноосное давление гораздо сильнее влияет на
геликоидальную антиферромагнитную структуру, по сравнению с гидростатическим.
Практическая ценность работы
Исследования, проведенные в рамках диссертационной работы, помогают установить основные закономерности магнитного упорядочения тяжелых РЗМ и тем самым создают научную основу для разработки магнитных материалов, представляющих интерес для технических приложений.
В работе получена новая информация об электронной структуре тербия, позволяющая провести качественное и колличественное сравнение с теоретическими расчетами зонной структуры этого металла.
Апробация работы
Основные результаты были представлены на конференциях:
Международная научная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых «Ломоносов» (Москва, Россия, 4-12 апреля 2002)
Международная научная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых «Ломоносов» (Москва, Россия, 15-18 апреля 2003)
3. Международная конференция по магнетизму ICM 2003 (Рим, Италия, 27 июля
-1 августа 2003)
Публикации
По теме диссертационной работы опубликовано 5 печатных работ, список которых приведен в конце автореферата.
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, главы, в которой рассмотрены общие свойства
тяжелых редкоземельньж металлов, главы, посвященной непосредственно вопросам
влияния энергетического спектра электронов проводимости на магнитные свойства
тяжелых РЗМ, экспериментальной главы, содержащей описание методик экспериментов
и оригинальные результаты, полученные автором, выводов, заключения и списка
цитируемой литературы. Объем диссертации страниц, включая рисунков,
\? таблицы, оглавление и список литературы из наименовании.
Электронная структура тяжелых РЗМ
Многие интересные Свойства РЗМ, особенно тех, которые имеют более чем наполовину заполненную 4/ч болочку, обусловлены взаимодействиями между магнитными моментами ионов. Прямое перекрытие электронов соседних ионов оказывается пренебрежимо мало, так как 4/кЯюлочки достаточно компактны и хорошо экранируются близко к ним расположенными замкнутыми 555/юболочками. Поэтому имеют место косвенные взаимодействия, в которых участвуют 6 6р5 -электроны, а также электроны замкнутых 5лбр-оболочек Самые наружные 6\у6/)5 /-электроны образуют полосу (зону) проводимости, оставляя редкоземельные ионы в твердом теле трехвалентными. Свойства этой полосы играют доминирующую роль при определении взаимодействий между ионами и, следовательно, при определении магнитных свойств металлов [2].
При вычислениях поверхности Ферми тяжелых РЗМ необходимо учитывать релятивистские эффекты (в отличие от легких РЗМ). Главный релятивистский эффект заключается в снятии вырождения посредством спин-орбитального взаимодействия.
Результаты расчетов поверхности Ферми трехвалентных тяжелых РЗМ с гпу-решеткой релятивистским методом присоединенных плоских волн показали, что ПФ тяжелых РЗМ, за исключением гадолиния, подобны поверхности Ферми иттрия, и полностью расположены в 3-ей и 4-ой зонах Бриллюэна (см. рис. 3.1.1). Главные изменения в форме ПФ происходят вокруг точки симметрии L [1]-[4]. Подробнее этот вопрос будет обсуждаться ниже.
В тяжелых редкоземельных металлах (исключая гадолинии) и их сплавах в определенном для каждого металла температурном интервале, образуются сложные длиннопериодические (с периодом, много большим периода решетки, и в общем случае несоизмеримым с ним) магнитные структуры: геликоидальные (иногда их называют винтовыми или спиральными), циклоидальные и синусоидальные. Эти структуры могут приводить как к антиферромагнитному, так и к ферромагнитному поведению данных веществ в определенных температурных интервалах, а их волновой вектор всегда направлен вдоль гексагональной оси с. Такие структуры возникают в тяжелых РЗМ при охлаждении ниже температуры магнитного упорядочения Т=Тц и далее при охлаждении ниже температуры Г=Гс антиферромагнитное состояние сменяется ферромагнитным с обычным, коллинеарным расположением атомных моментов или ферромагнитным геликоидом. При Т Тц длиннопериодические. магнитные структуры разупорядочиваются, и возникает парамагнитное состояние. Все эти особенности магнитных структур тяжелых РЗМ были подробно изучены нейтронографическим методом [3].
Магнитные моменты ионов гольмия, тербия и диспрозия в антиферромагнитном состоянии образуют спиральную (геликидальную) структуру, причем винтовой осью спирали является кристаллографическая ось с.
Магнитная структура гольмия подробно изучена в работах [11]-[14]; магнитная структура эрбия - в работе [15]; диспрозия в работе [16], тербия - в работе [17]. В работе [18] по результатам дифракции нейтронов построены магнитные фазовые диаграммы твердых растворов тербия, диспрозия, гольмия, эрбия и тулия с иттрием и тербия с лютецием. В работе [19] по результатам измерений зависимостей магнитной восприимчивости от температуры построены магнитные фазовые диаграммы для семейств твердых растворов Gd-Y, Gd-Lu, Tb-Gd, Tb-La.
Магнитные свойства сплавов и сверхрешеток гольмий - тербий изучены в работах [21]-[25]; сплавов гольмий — иттрий в работе [26]; сплавов гольмий - эрбий в работах [27], [28]; сплавов и тонких пленок гольмий - тулий в работах [29], [30]; сплавов тербий -тулий в работе [31]; тербий - диспрозий в работе [32]; сплавов диспрозий - гадолиний в работе [33]; сверхрешеток гольмий - диспрозий в работе [34]; сплавов эрбий - иттрий в работе [35]; сплава эрбий - тулий в работе [36]. Большое число работ посвящено изучению магнитных свойств твердых растворов гадолиний - иттрий [37]-[51]. Сплавы гадолиний - лютеций исследованы в работах [52], [53]; сплавы гадолиний - иттрий -лютеций в работе [54]. 2.4. Косвенное обменное взаимодействие через электроны проводимости
В редкоземельных металлах и их сплавах друг с другом (а также с иттрием) расстояния между 4/оболочками соседних атомов слишком велики для того, чтобы в них устанавливалось прямое обменное взаимодействие. В них средний радиус 4/-оболочки составляет примерно 1/10 межионного расстояния, и прямое перекрытие оболочек пренебрежимо мало. 5 этих веществах магнитный порядок устанавливается под действием электронов проводимости [3].
Важную роль в механизме этого обмена играет представление о s - / -обменном взаимодействии, впервые введенном Вонсовским. Согласно этому представлению в магнетиках существуют две группы электронов - локализованные электроны нескомпенсированной 4/оболочки, дающей основной вклад в магнетизм, и коллективизированные электроны валентных энергетических полос, ответственные за электрические свойства. Для гадолиния (1=Ю) гамильтониан $ - f — обменного взаимодействия можно записать в виде: где Д./г -Дп) - интеграл s - / - обменного взаимодействия, г, - радиус-вектор /-го электрона проводимости, R„ - радиус-вектор «-го узла решетки, st и S„ — спины соответствующих узлов. Под действием s - / -обмена спины электронов проводимости поляризуются локализованными/-электронами. Электроны проводимости с различными направлениями спинов по-разному реагируют на обмен s - / например, электроны со спинами, направленными одинаково со спином 4/оболочки, предпочитают находиться вблизи соответствующего иона, тогда как электроны с обратным спином удаляются от него. Это приводит к осцилляции электронной плотности, т. е. плотность электронов с заданным направлением спина периодически изменяется по мере удаления от иона. Таким образом, s -/-обменное взаимодействие вызывает поляризацию спинов электронов проводимости осцилляционного характера.
Косвенное обменное взаимодействие через электроны проводимости
Поляризация электронов проводимости, вызванная спином одного 4/ иона, расположенного в точке R„, оказывает влияние на спин другого 4/иона в точке Rmt т.е. они осуществляют косвенную обменную связь между 4/ионами. Следует заметить, что окончательной теории этого явления еще не существует важную роль здесь играет состояние электронов проводимости, т.е. форма поверхности Ферми. Учет влияния на обмен орбитальных 4/- моментов позволяет провести более детальное рассмотрение магнитных и электрических свойств редкоземельных металлов и сплавов, учитывающее особенности атомной структурьі этих металлов, в частности, зависимость их свойств от атомного номера. Так, величина парамагнитной точки Кюри (или Нееля) Эр, которая может служить мерой обменного взаимодействия, с учетом указанного уточнения выражается в зависимости от полного момента следующим образом: где gj - фактор Ланде, % зависит от эффективного интеграла косвенного обмена. Выражение (gj- l)2J(J+\) носит название фактора Де Женна [3]. 3. Влияние топологии ПФ на магнитные структуры, реализующиеся в тяжелых РЗМ
Обнаруживается существенное различие между формой ПФ гадолиния и других тяжелых редкоземельных металлов, которые имеют поверхность Ферми типа иттрия, и в которых наблюдаются длиннопериоднческне магнитные структуры [4]. В схеме двойной зоны поверхность Gd -типа характеризуется тем, что имеет два «плеча» около точки L. Если эти два «плеча» в точке L соединяются тонкой перемычкой и становятся похожими на «ленту» («webbing»), поверхность будет поверхностью Y -типа [55].
Следует отметить, что согласно теоретическим расчетам [55] поверхности Ферми гадолиния, тербия и диспрозия, помимо особенностей вблизи точки L, имеют также "плечо" в точке М зоны Бриллюэна (которое на рисунке 3.1.1 не показано). Но в связи с тем, что экспериментальные подтверждения существования этого участка ПФ на данный момент отсутствуют, и учитывая то, что нас главным образом интересуют особенности ПФ вблизи точки L, мы не будем заострять на нем внимание.
Реалистичные поверхности Ферми тяжелых редкоземельных металлов, с уточнениями формы вблизи точки L, впервые были вычислены Китоном и Луксом с помощью релятивистского метода присоединенных плоских волн (1111В) [55]. Результаты этих вычислений были в основном подтверждены экспериментами по аннигиляции позитронов [56]. Методом де Гааза - ван Альфена были исследованы поверхности Ферми иттрия и гадолиния [57], гадолиния [58], скандия [59], и лютеция [60]. Прямое наблюдение ПФ иттрия методом позитронной аннигиляции было проделано в работе [61]. Хорошо заметна перемычка вблизи точки L, и форма поверхности соответствует рассчитанной теоретически. В работе [62] также методом позитронной аннигиляции измерены формы ПФ Y и сплава Gdo.62Y0.38. Наблюдаемые ПФ приведены на рисунке 3.1.2. У ПФ чистого Y и сплава Gdo.62Yo.3s хорошо видна перемычка в точке L. Рис 3.1.2: (а) - вычисленная ПФ иттрия [55]; (б) - измеренная ПФ иттрия, видна перемычка в точке L [62]; (в) - измеренная ПФ гадолиния (Р. Н. Вест, работа еще не опубликована), перемычка в точке L отсутствует; (г) - измеренная ПФ сплава 62% гадолиния 38% иттрия, видна перемычка в точке L [62]. Рисунки взяты из работы [62]. Значительная часть теоретических и косвенных экспериментальных исследований указывает на то, что геометрия поверхности Ферми определяет многие явления упорядочения в тяжелых редкоземельных металлах, включая образование экзотических длиннопериодических магнитных структур в тяжелых РЗМ и их сплавах. Анализ таких исследований наводит на мысль, что тип упорядочения регулируется нестингом определенных листов поверхности Ферми в неупорядоченном состоянии. Термин «нестинг» (от английского слова «nesting», что в переводе означает «вкладывающийся») описывает совпадение двух примерно параллельных участков ПФ при трансляции на некоторое расстояние в k-пространстве (на так называемый «вектор нестинга» Q). О таких участках говорят, что они «вкладываются друг в друга». В присутствии нестинга появление периодической магнитной структуры, период которой обратно пропорционален вектору нестинга, сопровождается уменьшением свободной энергии. Нестингом также принято называть в целом способность поверхности Ферми регулировать (определять) тип магнитного порядка» реализующегося в магнетике.
Обобщенная восприимчивость
Способность электронов проводимости устанавливать магнитный порядок зависит от топологии поверхности Ферми металла в неупорядоченном состоянии. Эту зависимость легче всего понять в терминах зависимости магнитной восприимчивости от волнового вектора q
где М -матричный элемент, включающий волновые функции электронов проводимости и локализованных / -электронов, f}\ -функция распределения Ферми-Дирака для приведенного волнового вектора к и зоны/, s/Jc) -энергии отдельных частиц, и G - вектор обратной решетки, приводящий k+q внутрь первой зоны Бриллюэна [61]»{бЗ]. Обобщенная восприимчивость (или функция отклика) описывает отклик газа электронов проводимости в металле на малое возмущение эффективного поля моментов ионов (в q пространстве). Энергия взаимодействия, в свою очередь, пропорциональна восприимчивости со знаком «минус». Отсюда ясно, что обобщенная восприимчивость Z(q) является величиной, определяющей тип магнитного упорядочения. Максимум х(я) соответствует минимуму обменной энергии и, следовательно, определяет волновой вектор qt который будет реализован при температуре магнитного упорядочения. Однако следует заметить, что максимум обобщенной восприимчивости не является достаточным условием для того, чтобы наступило магнитное упорядочение. Упорядочится вещество магнитно или нет, будет зависеть от относительного вклада обменной энергии в полное выражение для свободной энергии. Если обменная энергия даст доминирующий вклад, веществу будет присуще магнитно-упорядоченное состояние.
Если максимум магнитной восприимчивости приходится на значение =0, то материал будет ферромагнитным. Если восприимчивость достигает максимума при каком либо другом значении q=Q Qt то будет реализована синусоидальная, геликоидальная либо еще более сложная магнитная структура. Последнее условие может иметь место, когда имеются достаточно большие параллельные участки поверхности Ферми, разделенные вектором g=Q. Такие «листы» обеспечивают достаточное число членов в сумме с исчезающе малыми знаменателями при векторе нестинга Q. Так называемая перемычка («webbing») в поверхности Ферми большинства тяжелых редкоземельных металлов обеспечивает необходимые параллельные участки для нестинга, который управляет магнитным упорядочением [63]. Для металлов, в которых не существует магнитного упорядочения ни при каких температурах (иттрий, скандий, лютеций), обобщенная восприимчивость показывает, как система будет реагировать на добавление небольшого количества магнитных примесей.
Первым, и ставшим уже классическим примером влияния формы поверхности Ферми на магнитный порядок материала является антиферромагнитная структура в хроме. В 1962 Году Ломер впервые предположил, что антиферромагнитная структура хрома, период которой не соизмерим с периодом решетки, появляется благодаря особенностям формы ПФ в парамагнитном состоянии, а именно нестингу двух больших листов ПФ хрома: дырочного октаэдра, расположенного вокруг точки Н зоны Бриллюэна и электронной поверхности, расположенной вокруг точки Г [65]. Отличное соответствие между вычислениями формы ПФ в парамагнитном состоянии и экспериментами по дифракции нейтронов свидетельствует о том, что геометрический вектор нестинга ПФ напрямую связан с волновым вектором синусоидальной антиферромагнитной фазы, возникающей в хроме ниже температуры магнитного упорядочения.
По результатам текущих исследований можно предположить, что продуктом влияния ПФ на магнитный порядок также являются геликоидальные антиферромагнитные структуры в тяжелых РЗМ (таких как Tb, Dy, Но, Ег). Здесь магнитные моменты лежат в базисной плоскости, поворачиваясь на определенный угол при переходе от одной атомной плоскости к последующей с периодом, который по-видимому определяется топологией поверхности Ферми. Упорядочение берет свое начало во взаимодействии локализованных 4f- моментов посредством косвенного обменного взаимодействия через электроны проводимости. Впервые такое объяснение существования длиннопериодических магнитных структур в тяжелых РЗМ было предложено Дзялошинским [66].
Китон и Луке [55] впервые обратили внимание на то, что толщина перемычки поверхности Ферми вблизи точки L зоны Бриллюэна Q имеет тот же самый порядок величины, как и волновой вектор д, связанный со спиновой структурой. Изменение толщины этой перемычки от одного элемента к другому обеспечивает правильность тенденции поведения магнитных свойств РЗМ, и, в частности, отсутствием такой перемычки можно объяснить, почему гадолиний не обладает длиннопериодическим упорядочением.
Изучение магнитных свойств монокристалла тербия при одноосном сжатии
Монокристалл ТЬ был изготовлен в Институте Металлургии имени Байкова, заявленная чистота образца 99% (см. выше). Образец в форме параллелепипеда с размерами 1.50 0.45 0.60 мм (последний размер в направлении гексагональной оси с) был вырезан с помощью искровой установки. Ось с направлена перпендикулярно к плоскости образца с точностью до одного градуса (направление оси с было найдено при помощи рентгена).
Схема эксперимента. Образец находится между двумя трубками из нержавеющей стали, передающими давление, создаваемое пружиной (отмечено стрелочками). Две катушки (одна наводящая, другая принимающая сигнал) помещены с двух сторон от образца. Переменное магнитное поле направлено параллельно наибольшему размеру образца, то есть перпендикулярно оси с гексагональной кристаллической решетки.
Предел упругости для монокристалла тербия составляет примерно 2000 бар. Поскольку измерения производились при значительно меньших давлениях, можно быть уверенным, что деформация образца была упругой.
Магнитное состояние образца исследовалось по магнитной восприимчивости, которая измерялась методом взаимной индукции на частоте 6900 Гц. Две катушки индуктивности были помещены параллельно друг другу с двух сторон образца, как показано на рисунке 4.1.1.1. Переменное магнитное поле направлено параллельно наибольшему размеру образца, то есть перпендикулярно оси с гексагональной кристаллической решетки.
Принципиальная схема экспериментальной установки. Сигнал со звукового генератора (ЗГ) подается на катушку 1, которая наводит ЭДС в катушке 2. Между катушками помещается исследуемый образец (как показано на рисунке 4.1.1.1). Сигнал, снимаемый с катушки 2, подается на синхронный детектор (СД), который синхронизируется сигналом от генератора. Оцифрованные данные с синхронного детектора поступают на персональный компьютер.
Экспериментальная установка, предназначенная для проведения измерения магнитной восприимчивости, построена по схеме, приведенной на рисунке 4.1.1.2: сигнал со звукового генератора подается на катушку 1, которая наводит ЭДС в катушке 2. Между катушками помещается исследуемый образец (как показано на рисунке 4.1.1.1). Сигнал, снимаемый с катушки 2, подается на синхронный детектор, который синхронизируется сигналом от генератора, Оцифрованные данные с синхронного детектора поступают на персональный компьютер. На персональном компьютере, входящем в состав экспериментальной установки, работает программа, которая позволяет устанавливать шаг по температуре и магнитной восприимчивости, при которых происходит фиксирование очередного измеренного значения. Данная программа позволяет визуально наблюдать за ходом эксперимента, изображая зависимость измеряемой магнитной восприимчивости от температуры.
В результате эксперимента было получено семейство кривых зависимости коэффициента взаимной индукции от температуры М(Т) (пропорционального магнитной восприимчивости образца) при различных давлениях.
Зависимости ЩТ) для ТЬ представлены на рисунке 4.1.1.3. По вертикальной оси отложен коэффициент взаимной индукции, пропорциональный магнитной восприимчивости образца, по горизонтальной оси- температура. Графики разнесены по вертикали для удобства, давление увеличивается сверху вниз.
При комнатной температуре образец находится в парамагнитном состоянии с незначительной магнитной восприимчивостью. С понижением температуры образец претерпевает переход в антиферромагнитное состояние с образованием геликоида при температуре Ты, при этом магнитная восприимчивость резко возрастает по закону Кюри-Вейсса. При дальнейшем понижении температуры образец переходит в ферромагнитное состояние при температуре Т\ (что сопровождается новым ростом восприимчивости), и ферромагнитная фаза существует вплоть до самых низких температур. Температуры магнитных переходов, отмеченные на рисунке стрелочками, были получены с точностью ±0.5 К для 7V и ±1 К для Tj. Все три фазы- парамагнетизм, антиферромагнетизм и ферромагнетизм- присутствуют в образце при всех давлениях, для которых проводились измерения. Но, как видно из рисунка, с изменением давления меняются температуры переходов.
При нулевом давлении температура Нееля для тербия составляет 231 К, а температура ферромагнитного перехода- 224К. С увеличением прилагаемого давления температурный интервал, в котором существует антиферромагнитная фаза, увеличивается, что наглядно видно из графиков. Следует подчеркнуть, что значительное изменение ширины этого интервала происходит при сравнительно небольших давлениях порядка 1000 бар.
Как было упомянуто выше, ранее в нашей лаборатории А. В. Андриановым и др. [70] был проведен эксперимент, в ходе которого геликоидальное антиферромагнитное упорядочение в монокристалле тербия было полностью подавлено при помощи одноосного растяжения вдоль оси с. По результатам этого эксперимента была построена зависимость температур магнитных переходов от механического напряжения. По результатам настоящего эксперимента был построен аналогичный график зависимостей температур антиферромагнитного и ферромагнитного переходов от давления для монокристалла Tb при одноосном сжатии. Данные для чистого тербия под одноосным давлением объединены с данными для чистого тербия при одноосном растяжении и представлены на рисунке 4.1.1.4. Видно, что зависимости Гм(р) и Т\(р) для положительного и отрицательного напряжений прекрасно легли на одну кривую и «сшились» в точке/М).
Рассмотрим подробнее зависимости Т р) и Т\{р) для чистого тербия. Температура Нееля, которая определяется величиной константы обменного РККИ взаимодействия (см. выше), зависит от давления линейно с производной 17Уф?=-1.23 10"3 К/бар. Температура ферромагнитного перехода 7 1, которая регулируется совсем другим явлением, а именно нестингом ПФ, напротив, зависит от давления существенно нелинейно. Эта зависимость хорошо аппроксимируется функцией {р р)т где / =680 бар - давление, при котором происходит исчезновение геликоидальной фазы. Такая зависимость является характерным поведением металла вблизи электронного топологического перехода, который, как предполагается, происходит в образце при давлении р и сопровождается изменением типа магнитного упорядочения.
