Трансформация доменной структуры в области спин-переориентационных фазовых переходов и в процессе перемагничивания редкоземельных тетрагональных магнетиков на основе железа

ОГЛАВЛЕНИЕ Стр.
ВВЕДЕНИЕ 1
ГЛАВА 1. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА И МАГНИТОКРИСТАЛЛИ- 13
ЧЕСКАЯ АНИЗОТРОПИЯ ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ М2Ре,4В И К(Ее.Со)„Т1
1.1. Кристаллическая структура и магнитные свойства ингер- 13
металлических соединений М2РсиВ и К(Ее,Со)цТ1
1.1.1. Основные физические свойства интермсталлидов 13
И(12Ее14В и К(Ее,Со)ц'П как перспективных магнитотвер-дых материалов
1.1.1.1. Интерметаллические соединения ЯгЕенВ 14
1.1.1.2. Интерметаллическне соединения К(Ре,Со)1 |Т1 21
1.2. Намагниченность и температура Кюри соединений 27
ШгРеиВ и К(Ее.Со)цТ1
1.2.1. Соединение ОДГеиВ 27
1.2.2. Соединения ТЬРе| ихСохТ| 30
1.2.3. Соединения ОуЕец.хСохТ1 35
1.2.4. Соединения У(Ее,Со)цТ1. Намагниченность соединений 39
К(Ее,Со)цТ1
1.3. Магнитокристаллическая анизотропия интерметаллидов 41
Ш2Ее)4В и К(Ее,Со)пТ1
1.3.1. Количественное описание .магнитокристаллической ани- 41
зотропии в тетрагональных кристаллах
1.3.2. Основные типы МКА и сшш-переорнснтационные фазо- 45
вые переходы в тетрагональных магнетиках
1
1.3.3.
1.3.3.1.
1.3.3.2.
1.3.3.2.1.
1.3.3.2.2.
1.3.3.2.3. 1.4.
ГЛАВА 2.
2.1.
2.1.1.
2.1.2.
2.1.3.
2.2.
2.2.1.
Мапштокрнсташшческая анизотропия соединений 51 Ш2РеиВ и ЩРс.Со)пТ1
Магнитокристашшческая анизотропия Ыб2ЕеиВ 51
Магнитокристаллическая анизофопия Я(Ре.Со)цТ1 56
Угловые зависимости вращающею момента и энергии 56 анизотропии соединений ТЫ-ец-хСоД!
Константы магнитокристаллнчсскон анизофопии сосди- 68 нений ТЪРец-хСо/П
Магнитокристаллическая анизофопия соединений 71 Оу(Ре,Со)цТ1
ВЫВОДЫ К ГЛАВЕ 1 74
МАГНИТНАЯ ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА В МОНО- 77 КРИСТАЛЛАХ ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ М2Ре14В И 11(Ре,Со)||Т1
Краткая характеристика методов наблюдения и регистра- 77 цни ДС, использованных в работе
Обработка и рспюфация изображения доменной сфук- 77 туры в статическом режиме при комнатной температуре Наблюдение и рсгисфация доменной сфукгуры в дина- 78 мичсском режиме при комнагной температуре Наблюдение и рсгисфация доменной Сфуктуры в широ- 79 ком диапазоне температур
Доменная сфуктура монокристаллов Ш2Ре14В и 83 К(Ес,Со)цТ1 при Т>ТСп (магнитоодноосное состояние) Доменная сфуктура монокристаллов Нс12Ее]4В при ком- 83 натной температуре
II
2.2.1.1.
2.2.1.2.
2.2.1.2.1. 2.2.1.2.2.
2.2.1.3.
2.2.2.
2.3.
2.3.1.
2.3.1.1.
2.3.1.2.
2.3.1.3.
2.3.1.4.
Зависимость характера ДС монокристаллов Nd2Fei4B от 84 толщины
Поверхностная плотность энергии 180-градусных ДГ в 88 монокристалле NtbFcuB при комнатной температуре Метод Боденбергера-Хуберта 88
Метод Киттеля 92
Основные микромагнитные параметры монокристаллов 95 Nd2Fel4B
Доменная структура монокристаллов Tb(Fe,Co)nTi, 98 Dy(Fe.Co)nTi и Sm(Fe,Co)nTi при Т>ТСц (магнитоодноосное состояние)
Доменная структура монокристаллов Nd2Fe14B и 101 R(Fe,Co)nTi при Т<Тсп (магнитомногоосное состояние) Температурная зависимость доменной структуры моно- 101 кристалла Nd2Fe!4B в области спиновой переориентации Доменная структура на призматических плоскостях мо- 105 нокристалла Nd2Fei ДЗ в области низких температур Доменная структура Nd2FeuB в области Топ 113
Доменная структура монокристалла Nd2Fe!4B вблизи тем- 121 пературы жидкого гелия
Уточнение распределения намагниченности в монокрн- 125 сталле Nd2Fei4B при температуре жидкого гелия
а) Низкотемпературная ДС в магнитном поле 125
б) Температурные изменения структуры замыкающих 128 доменов на призматической плоскости монокристалла NdiFejjB
III
2.3.1.5.
2.3.2.
2.3.3.
2.3.3.1.
2.3.3.2.
2.4.
ГЛАВА 3.
3.1.
3.2.
3.3.
3.4.
3.5.
3.6.
3.6.1.
3.6.2.
в) Исследование температурного поведения ДС монокри- 131 сталла К<ЬРе14В на поверхностях различной ориентации Основные особенности в перестройке ДС монокристалла 140 МгРе^В в процессе спиновой переориентации Доменная структура соединений Ру(Ре,Со)цТ1 в области 143 спнн-переориентационных фазовых переходов Трансформация ДС при спин-переориентационном пере- 152 ходе первого рода в соединениях ТЪРец.хСох'П Спин-переориентационный переход из магнитоодноосно- 153 го в магнитодвуосное состояние в соединении ТЬРецТ1 Спин-переориентационный переход из магнитоодноосно- 156 го состояния в состояние «легкая плоскость» с выделенным направлением легчайшего намагничивания
ВЫВОДЫ К ГЛАВЕ 2 159
МАГНИТНАЯ ФАЗОВАЯ ДИАГРАММА И ДОМЕН- 163 НЫЕ СТРУКТУРЫ ТЕТРАГОНАЛЬНОГО МАГНЕТИКА Общие замечания 163
Положение осей легкого намагничивания 164
Положение осей трудного намагничивания 167
Магнитная фазовая диаграмма тетрагонального магнетика 176 Поле анизотропии 172
Энергия доменных границ в тетрагональных кристаллах с 175 нсодноосной магнитной анизотропией
МКА «конус осей легкого намагничивания» 175
МКА «легкая плоскость» 179
IV
3.6.3. Энергия ДГ в соединениях ШгРе^В и ТЬРецСозТь Маг- 189
нитомногооснос состояние
3.6.3.1. Соединение Ы(12Ес1.»В 189
3.6.3.2. Соединение ТЬРс9Со2'П 190
3.7. ВЫВОДЫ К ГЛАВЕ 3 195
ГЛАВА 4. ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА И ПРОЦЕССЫ ПЕРЕМАГ- 197
НИЧИВАНИЯ В МАГНИТОТВЕРДЫХ МАТЕРИАЛАХ НА ОСНОВЕ СОЕДИНЕН™ Ш2Рс!4В (МАГНИТООДНООСНОЕ СОСТОЯНИЕ)
4.1. Доменная структура постоянных магнитов Ш-Рс-В в 197
термически размагниченном состоянии
4.1.1. Мнкро- и доменная структуры в порошковых постоянных 197
магнитах типа .\d-Fe-B
4.1.2. Количественные оценки параметров микро- и доменной 202
структуры в порошковых постоянных маыштах тина N<3-Рс-В и магнитостатическое взаимодействие зерен
4.1.3. Применимость стандартных методов количественных 211
оценок параметров доменной структуры к порошковым постоянным магнитам типа Ш-Ре-В
4.2. Доменная структура порошковых магнитов типа Мс1-Ре-В 217
в присутствии магнитного поля
4.2.1. Перестройка ДС в процессе намагничивания и перемаг- 217
ничивания Ш-Ре-В материалов (низкокоэрцитивный случай)
4.2.2. Уровень коэрцитивности материалов М-Ре-В и характер 227
процессов персмагничивания
V
4.2.2.1.
4.2.2.2.
4.2.2.3.
4.2.2.4. 4.3.
4.3.1.
4.3.2.
4.3.3.
4.3.4.
4.3.5. 4.4.
4.4.1.
4.4.2.
Получение высококоэрцитивного поверхностного слоя в 227 постоянных магнитах Ш-Яе-В
Процесс персмагничивания в высококоэрцитивном по- 230 всрхностном слое в постоянных магнитах типа Ш-Ие-В Магниты типа Ыс1-Ре-В: высококоэрцитивная и ннзкоко- 237 эрцитивная схемы персмагничивания
Микроструктура и формирование высококоэрцитивного 239 состояния в материалах М-Ре-В
Критические поля, контролирующие процессы перемаг- 246 ничивания в материалах с задержкой зароды шеобразова-ния
Критические поля Нэ. Н„, Нк и их экспериментальная 246 оценка
Физический смысл поля Нк 255
Критические поля перемагничивания зерен в материалах 260 Исі-Гс-В (низкокоэрцитивная схема перемагничивания) Критические поля в материалах Ыб-Ре-В (высококоэрци- 269 тивная схема перемагничивания)
Эффект поверхностного намагничивания и количествен- 275 ные оценки критического ноля Н..
Размагничивающие поля, действующие в объеме порош- 279 ковых постоянных магнитов
Расчет магнитного поля полиэдрического тела с однород- 279 ной намагниченностью
Магнитное поле в окрестностях зерна с неверной ориен- 280 тацией оси легкого намагничивания
VI
4.4.3. Магнитное поле в рассматриваемом зерне в зависимости 384
от ориентации намагниченности в соседних зернах
4.5. Угловые зависимости критических полей и анализ меха- 288 низма высококоэрцитивного состояния постоянных магнитов на основе интерметаллидов Ш^ецВ и (Ре.Со)иТі
4.5.1 Характеристика М-Ре-В материалов, на которых выпол- 289
нены исследования угловых зависимостей критических полей
4.5.2. Угловая зависимость критических нолей в отдельных 294
зернах магнитов типа Ш-Ре-В
4.5.2.1. Угловые зависимости полей Не и Нк 294
4.5.2.2. Угловые зависимости поля Нп 301
4.5.2.2.1. Угловая зависимость поля Н„ в материалах с низкой ко- 301
эрцитивноегью
4.5.2.2.2. Угловая зависимость поля Нп в материалах со средней ко- 302
эрцитивноегью
4.5.2.2.3. Угловая зависимость поля Нп в материалах с высокой ко- 304
эрцитивноегью
4.5.2.2.4. Микроструктура и характер угловых зависимостей поля 308
Нп в материалах Ы<1-Ре-В
4.5.3. Угловая зависимость коэрцитивной силы порошковых 309
постоянных магнитов Ыс1-Ре-В
4.6. ВЫВОДЫ К ГЛАВЕ 4 314
ГЛАВА 5 ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА ИНТЕРМЕТАЛЛИДОВ 319
ЫйаРсмВ К(Рс,Со)„Ті В МАГНИТНОМ ПОЛЕ (МАГНИТОМНОГООСНОЕ СОСТОЯНИЕ)
VII
5.1.
5.1.1.
5.1.2.
5.1.3.
5.1.4.
5.2.
5.3.
5.4.
6.
7.
Доменная структура ШгРецВ в магнитном поле. МКА 314 «конус осей легкого намагничивания»
Доменная структура на базисной плоскости монокристал- 318 ла М2Реі4В в поперечном магнитном иоле Доменная структура монокристалла Ы<12РсмВ на плоско- 327 ста (273)
Доменная структура на базисной плоскости монокристал- 332 ла №2РЄ|4В в магнитном поле, параллельном оси (001] Распределение магнитных моментов в объеме образца 335 М(12РЄ|4В в областа МКА «конус осей легкого намаїничи-вания»
Спин-переориентационные переходы в соединении 338 І}уРек>СоТі в присутствии магнитного поля Доменная структура постоянного магнита М^Ре?^ в 343 области МКА «конус осей легкого намагничивания»
ВЫВОДЫ К ГЛАВЕ 5 348
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 351
ЛИТЕРАТУРА 355
VIII
ВВЕДЕНИЕ
Интерметашшчсскис соединения редкоземельных металлов (Я, РЗМ) с Зб-персходиыми металлами являются практически неиссякаемым источником разнообразных магнитных материалов с уникальными магнитными характеристиками [1-12]. Это обусловлено тем, что магнитное поведение редкоземельных шперметаллидов определяется свойствами, присущими как редкоземельным металлам (большая намагниченность насыщения, гигантские величины магнитокристаллической анизотропии и анизотропной магнитострикции), так и Зсі-металлам (высокие значения температуры магнитного упорядочения и намагниченное пі насыщения). Сочетание экстремальных свойств Я и 3с1 металлов в одном соединении позволяет получать принципиально новые магнитные материалы, перспективные для применения в различных областях современной техники.
Я-Зс1 интерметаллиды одновременно являются хорошими модельными объектами для решения фундаментальных проблем физики магнитных явлений, поскольку позволяют изучать взаимодействие двух магнитных систем различной природы, образованных локализованными 4Г-элсктронами и зонными Зб-электронами. Одним из проявлений такого взаимодействия является своеобразный температурный ход констант магнитокристаллической анизотропии и, как следствие, появление в этих соединениях широкого спектра спонтанных и индуцированных магнитным полем ориентационных фазовых переходов [6-7,13].
В последние годы пристальное внимание исследователей в облает магнетизма редкоземельных соединений, занимающихся синтезом новых магнитотвердых материалов и разработкой теоретических представлений о высококоэрцитивном состоянии вещества, связано с Я - 3(1 интермстал-лическими соединениями с повышенной концентрацией Зб-металла, среди
1
которых выделяются тетрагональные ннтер металл иды типа R2Fei4B и RFenTi. Соединения R2Fe(4B являются основой для получения постоянных магнитов с максимальным на сегодня энергетическим произведением (ВН)П1ЯХ, а интерметаллиды RFenTi считаются весьма перспективными для применения в качестве постоянных магнитов [13-22].
Магнитная анизотропия железной подрешетки в соединениях RiFeuB и RFenTi сравнима по величине с анизотропией редкоземельной подрешетки. Г1о этой причине в данных соединениях наблюдается большое разнообразие магнитных структур и спин-псрсориснтационных фазовых переходов, результаты экспериментального изучения которых могут быть использованы для проверки основных положений различных теоретических моделей.
Несмотря на то, что интерметаллические соединения R2FchB, RFenTi и постоянные магниты на их основе активно исследуются [13,17-19], существует ряд проблем, не нашедших удовлетворительною понимания и адекватного модельного описания. Общим недостатком R-3d интер-металлидов с повышенным содержанием железа, представляющих собой относительно дешевые аналога материалов SmCo5, является более низкое при комнатной температуре значение энергии магнитокристаллической анизотропии, с чем связаны большие сложности с реализацией Нс и проблемы температурной стабильности магнитных свойств данной группы постоянных магнитов [13,18]. Это, в частности, не позволило до настоящего времени реализовать на практике теоретически предсказываемые максимальные значения энергетического произведения (В-Н)т В;, где Bs
4
- индукция насыщения [2] для всех постоянных магнитов на основе R - 3d интерметаллидов. Напрггмср, хотя теоретический ггредел энергетического произведения Nd-Fe-B материалов существенно превышает 500 кДж/м3,
2
это значение до сих пор не реализовано на лучших коммерческих образцах 120-22].
Ответ на вопрос о причинах отмеченного несоответствия связан с двумя основными направлениями исследований:
- более глубоким пониманием природы фундаментальных магнитных свойств 11-3(1 соединений, направленным на выяснение механизмов формирования в них спонтанной намагниченности, магннтокристалли-ческой анизотропии, обменного взаимодействия;
- выявлением взаимосвязи реальной микроструктуры и процессов псрс-магничивания в рассматриваемой группе материалов, в частности, влияния на эти процессы спин-персориснтационных фазовых переходов.
Если в понимании природы магнетизма 11-3(1 интермсталлидов достигнуты значительные успехи [1-4], и основные задачи здесь обусловлены необходимостью получения точных количественных данных о магнитных константах рассматриваемых материалов, то реализация второго направления исследований далека от завершения. Эго обусловлено рядом экспериментальных трудностей в исследовании доменной структуры и процессов персмагннчиваиия выбранной группы материалов (наличие спонтанных и индуцированных магнитным полем снин-переориентационных фазовых переходов; образование на поверхности низкокоэрцитивного слоя, не отражающего свойств в обьеме материала; необходимость исследований ДС в широком диапазоне полей и температур; неадекватность перестройки ДС на базисной плоскости постоянных магнитов реальной картине процесса перемапшчивания; предельно малый для оптической микроскопии размер доменов в порошковых материалах и др.). В то же время известно, что именно изучение доменной структуры является прямым мс-
3
годом, позволяющим установить связь между реальной структурой магнитного материала и особенностями процессов перемагничивания в нем.
Исследование доменной структуры (ДС), как одно из наиболее эффективных средств анализа распределения намагниченности в объеме магнитного материала, известно сравнительно давно (23-28). Однако только появление в последние годы новых методов выявления ДС магнетиков и значительное усовершенствование классических методик, использовавшихся для этих целей, позволило перейти к количественным оценкам микромагнитного состояния магнитных материалов и процессов перемагничивания в них [29-39]. Наиболее привлекательными для выявления перестройки ДС в процессе перемагничивания металлических материалов стали безынерционные методы, основанные на использовании магнитооптического эффекта Керра [23,32-34], оказывающие минимальное воздействие на исследуемы образцы. Широкое применение последних затруднялось малой величиной керровского контраста и чрезвычайно низкой освещенностью объекта, что требовало длительных экспозиций при микрофотосъемке ДС и делало проблематичным изучение перестройки ДС в присутствии магнитного поля или при изменении температуры. Появление в последние годы систем компьютерной обработки изображений позволило существенно расширить круг задач, решаемых с использованием керровской методики, перейти к анализу ДС на призматических плоскостях постоянных магнитов в широком диапазоне магнитных полей и расширить температурный интервал наблюдений ДС [39]. Все это, наряду с бурным развитием технологий синтеза высокоэнергетичных постоянных магнитов на основе сплавов РЗМ, способствовало постановке новых задач в области анализа процессов перемагничивания в высокоанизотропных магнитных материалах и ответу на ряд принципиальных вопросов в области физики формирования высококоэрцитивного состояния вещества. Обобщению рс-
4
зультатов экспериментов, полученных автором данной работы в результате решения ряда таких задач, и посвящена данная работа.
Новым научным направлением, развиваемым в работе, является анализ трансформации магнитной доменной структуры монокристаллов редкоземельных тетрагональных интерметаллических соединений КбгРеиВ и К(РеСо)цТ1 в области спонтанных и индуцированных магнитным полем ориентационных фазовых переходов и в процессе псрсмагиичивания магнитотвердых материалов на их основе, исследование влияния многодо-менного состояния на процессы спиновой переориентации, теоретическое рассмотрение условий и характера ориентационных фазовых переходов в тетрагональных магнетиках.
Выбор редкоземельных интерметаплидов Ш^е^В и К(Ре,Со)цТ1 (11=ТЪ, Цу, Бш) в качестве объектов исследования связан с тем, что МКА этих соединений обусловлена конкуренцией вкладов со стороны редкоземельной и 3с1 подрешеток, что позволяет изменять тип МКА соединения при изменении температуры (кроме соединений с Бш) и получить в рассматриваемой группе интсрмсталлидов все основные типы МКА, реализующиеся в тетрагональных магнетиках.
Работа представляет собой комплексное экспериментальное исследование магнитной анизотропии, доменной структуры, основных магнитных характеристик монокристаллов Ш2Ре[<В и К(Ре.Со)цгП в широком интервале температур, включающем температуры снин-псрсориснтацнонных фазовых переходов, а также анализ процессов перс-магничивания в постоянных магшгтах на основе данных соединений методом прямых наблюдений доменной структуры в широком диапазоне магнитных полей.
Центром тяжести первой части работы является исследование характера магнитокристаллической анизотропии (МКА) совершенных монокри-
5
сталлов соединений Ш^сцВ и К(Ре,Со)цТ1 в области температур от температуры Кюри до температуры жидкого гелия, посхроенис мапштных фазовых диаграмм для этих соединений, получение количественных данных о концентрационных и температурных зависимостях первых грех констант МКА и установление корреляции между изменением тина МКА и характером доменной структуры.
Наблюдения доменной структуры выношены для всех исследованных монокристаллов на нескольких типах кристаллографических плоскостей, ориентация которых тщательно аттестована рентгеновским методом. Особо следует выделить проведенные впервые на монокристаллах редкоземельных интермегаллидов исследования доменной структуры в области спиновой переориентации для различных типов спонтанных ориентационных фазовых переходов, которые позволили уточнить типы переходов и температурные диапазоны существования магнитных фаз.
Вопрос о перестройке доменной структуры в области спиновой переориентации изучен недостаточно [6]. Исключение составляют редкоземельные ферриты-гранаты и ортоферриты, для которых выполнены наблюдения доменной структуры и развиты модельные представления о роли доменной структуры в процессе спиновой переориентации [40-47]. Практически отсутствуют экспериментальные работы по данной проблеме для редкоземельных тетрагональных магнетиков.
В области температуры спиновой переориентации происходит компенсация локальных полей магнитокристаллической анизотропии, наиболее ярко проявляются процессы, связанные с намагничиванием, перемаг-ничиванием, перестройкой доменной структуры. Хотя многие вопросы прогнозирования поведения доменной структуры в облает магнитных фазовых переходов успешно решались теоретически, этот анализ, как правило, выполнялся дтя одной доменной границы, так как многодоменное со-
6
стояние в области спиновой переориентации не поддается простому теоретическому рассмотрению. Достоверность и полнота теоретического описания вида доменной структуры, процессов ее перестройки и влияния на свойства реальных образцов, решение сложных, обычно нелинейных, уравнений с учетом большого числа количественных параметров, определяющих поведение доменной структуры, невозможны без опоры на экспериментальные исследования. Поэтому накопление экспериментальных данных о реальном поведении доменной структуры в области магнитных фазовых переходов не только расширяет представления о действительных механизмах формирования свойств магнетиков разной симметрии и развивает теорию процессов намагничивания и перемапшчивания, но и позволяет более полно выявить физическую природу изучаемых магнитных фазовых переходов.
Сопоставление полученных в настоящей работе данных по магнитокристаллической анизотропии с результатами исследования доменной структуры дало возможность получить новый экспериментальный материал, позволяющий сделать ряд принципиально важных выводов о характере трансформации многодоменного состояния в тетрагональных кристаллах в зависимости от типа ориентационного перехода, уточнить температуры переходов, обнаружить новые конфигурации магнитных доменов, показать, что наблюдение доменной структуры помогает выявить особенности перехода и сделать заключение о влиянии процесса спиновой переориентации в реальном магнетике на процесс его перемагничивания.
Центром тяжести второй части работы является исследование поведения доменной структуры монокристаллов (отдельных зерен) Кс12Ре,.,В. включенных в состав порошковых постоянных магнитов в области температур Т>Тсп (Тсггтемпература спиновой переориентации), с учетом влияния соседей и особенностей микроструктуры на их перемагничивание. В
7
этой части приведены количественные данные о критических полях, контролирующих процесс перемагничивания отдельного зерна в магните, зафиксированы угловые зависимости критических полей и их деформация в процессе изменения микроструктуры магнитов. Эти оценки стали возможными вследствие решения задачи о сохранении в поверхностном слое магнита высококоэрцитивного состояния и разработанных автором методик оценки величин размагничивающих нолей и эффекта поверхностного намагничивания в отдельных зернах магнита.
Результаты количественного анализа микромагнитных параметров магнитно-твердых материалов необходимы для обоснования и развития моделей процессов перемагничивания, в которых требуют уточнения такие вопросы, как:
- качественный характер процесса перемагничивания в порошковом постоянном машите (последовательность перемагничивания зерен, влияние микроструктуры и уровня коэрцитивности материала на эти процессы и т. д.);
- магнитостатическое взаимодействие частиц в ансамблях и его влияние на характер процессов их перемагничивания;
- перестройка доменной структуры в основных фазах МгРеиВ и К(Ре,Со)цТ1 в процессе изменения температуры и типа анизотропии;
- харакгер угловых зависимостей критических нолей перемагничивания в отдельных зернах постоянных магнитов.
Последний вопрос имеет принципиальное значение, так как затрагивает основы построения моделей, описывающих процесс перемапшчива-ния для различных механизмов коэрцитивности: задержки образования и роста доменов обратного знака (задержка зародышеобразоваиия), задержки смещения доменных границ.
8
Выполненные ранее исследования процессов перестройки доменной структуры порошковых редкоземельных постоянных магнитов [48-53], как правило, использовали наблюдения доменной структуры на поверхностях магнитов, перпендикулярных к оси текстуры магнитов или осям легкого намагничивания малых ферромагнитных частиц, что в случае материалов с задержкой зародышеобразования не может быть корректным. В настоящей рабою систематически исследована перес тройка доменной структуры на поверхностях образцов, содержащих ось текстуры.
Перестройка доменной структуры в процессе перемагничивания порошковых постоянных магнитов впервые изучена в области значений магнитного поля ДоН* ±2,2 Тл и диапазоне углов ф между направлением внешнего магнитного поля и осью текстуры магнита 0° - 360°. Это позволило выявить особенности перемагничивания в участках магнитов с экстремально высокими размагничивающими нолями и высокой внутренней коэрцитивностыо зерен основной фазы.
В третьей части работы анализируется влияние магнитного поля на процессы формирования и перестройки доменной структуры в моно- и по-ликристаллических образцах тетрагональных магнетиков в области температур Т<Тсп- В этой части изложены результаты наблюдений доменной структуры монокристаллов М2РемВ и К(Ре,Со)цТ1 в области температур 400 К > Т > 4,2 К) как в нулевом магнитном поле, так и в присутствии магнитного поля, даются модели доменной структуры тетрагонального магнетика для случаев анизотропии «конус осей легкого намагничивания» и «легкая плоскость». Приводятся первые экспериментальные оценки ко-эрцитивности доменных границ в данной структуре. Анализируется доменная структура порошкового постоянного магнита типа Ш-Ис-В в области температур 130 К>Т>4,2 К и обсуждается влияние процесса спи-
9
новой переориентации на температурную стабильность свойств постоянных магнитов данного типа.
В качестве основных объектов исследования выбраны монокристаллы NcbFenB, R(Fe,Co)ijTi и металлокерамические постоянные магниты NdisFerjBg, Nd16Fe76B8, Nd15Fe.6B28, , Pr17Fe35B28, Nd(Fe,Co)AlB, изготовленные на кафедре магнетизма Тверского государственного университета, а также отдельные образцы, предоставленные Макс-Планк-Инсппутом исследования металлов г. Штутгарта (ряд монокристаллов Nd2Fei.,B), фирмами Sumitomo (Pr^FejsBjs) и Wakuumschmelze GMBH (Nd^Fei-Bg,
Pri5Fe77B8).
В работе получены и выносятся на защиту следующие новые результаты:
1. Данные об основных магнитных характеристиках материалов Nd2Fe!4B и R(Fe,Co)iiTi, критических температурах и типах спонтанных и индуцированных магнитным полем ориентационных фазовых переходов, полученные на монокристаллических образцах.
2. Обнаруженные закономерности в формировании ДС в монокристаллах тетрагональных интермсталличсских соединений Nd2Fci4B и R(Fe.Co)uTi в области типов анизотропии «ось легкого намагничивания», «легкая плоскость», «конус осей легкого намагничивания» и ме-тастабильных промежуточных состояний.
3. Установленные закономерности трансформации ДС в монокристаллах Nd2Fei4B и R(Fe,Co)nTi в области критических температур снин-псрсориснтационных фазовых переходов.
4. Данные о влиянии микроструктуры и внешнего магнитного ноля на температуры спин-переориентационных фазовых переходов в соедине-
10
ниях ШлРеиВ и К(Ре,Со)ц'П, позволяющие уточнить критические температуры ориентационных фазовых переходов.
5. Результаты анализа магнитной фазовой диаграммы тетрагонального магнетика с учетом МКА в базисной плоскости и расчетов поверхностной плотности энергии доменных границ новых типов.
6. Обнаруженные закономерности поведения ДС в отдельных зернах в процессе перемагничивания порошковых постоянных магнитов с учетом влияния соседей и особенностей микроструктуры. Количественные оценки критических нолей, контролирующих персмагничиванис отдельных зерен в магнитах. Данные об угловых зависимостях критических полей и их деформации в процессе изменения микроструктуры магнитов, уровня коэрцитивности материала, микромагнитного состояния окружения и степени магнитной изоляции рассматриваемых зерен.
7. Данные о влиянии магнитного поля на характер и поведение доменной структуры в моно- и поликристаллах тетрагональных магнетиков в области температур Т<ТЬК, соответствующих магнитомногоосному состоянию. Построенные объемные модели доменной структуры тетрагонального магнетика для случаев анизотропии «конус осей легкого намагничивания», «легкая плоскость» и метастабильных промежуточных состояний.
8. Первые экспериментальные оценки коэрцитивности доменных границ и характера доменной структуры в постоянном магните Ш^РетбВа в области температур 130 К>Т>4,2 К. Анализ влияния процесса спиновой переориентации на температурную стабильность свойств постоянных магнитов данного тина.
Основные результаты диссертационной работы были представлены
на Всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Пермь-1981,
11
Тула-1983, Калинин-1988, Ташкент-1991), Всесоюзном семинаре но магнетизму редкоземельных сплавов (Грозный-1988), Всесоюзном совещании по сплавам редких металлов с особыми физическими свойствами (Москва-1980), научных совещаниях «Высокочистые материалы с особыми физическими свойствами» (Суздаль-1993, 1999), Всероссийском координационном совещании педвузов по физике магнитных явлений (Иркутск-1992), Всесоюзных (международных) конференциях по постоянным магнитам (Суздаль-1988, 1991, 1994, 1997), Международной конференции по физике магнитных явлений ЮМ'95 (Варшава-1995), Международной конференции по магнетизму (Стокгольм-1993, Швеция), 7-й международной школе-семинаре по магнетизму (Дрезден-1991, Германия), Ежегодном съезде немецких физиков (Мюнстер-1993, Германия), Европейских конференциях по магнитным материалам и их применению ЕММА'91, ЕММА'95, ЕММА’98 (Дрезден-1991, Германия; Вена-1995, Австрия; Сарагоса-1998, Испания), международной школе-семинаре Новые магнитные материалы микроэлектроники (Москва-1998), Международном симпозиуме по магнитной анизотропии редкоземельных соединений (Дрезден-1998, Германия), Международной конференции М18М’99 (Москва-1999). По теме диссертации опубликовано 98 работ. Список основных публикаций автора приведен в конце диссертации.
12
ГЛАВА 1. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА И МАГНИТОКРИСТАЛЛИЧЕСКАЯ АНИЗОТРОПИЯ ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ СОЕДШШГИЙ М2Ее14В И И(Ре,Со)цТ1
1.1. Кристаллическая структура и магнитные свойсгва ингер.металлических соединений ШгРеиВ и Я(Ее,Со)пТЧ
1.1.1. Основные физические свойства интерметаллидов Ш^е^В и ЯСРе,Со)цТ1 как перспективных магнитотвердых материалов
Интерметаллическое соединение открывает ряд интерме-
таллидов ИгТиВ (Я - редкоземельный металл (РЗМ) или несколько РЗМ, Т - 3<3 переходный металл или несколько металлов) с повышенным содержанием железа, являющихся основой для синтеза постоянных магнитов с наивысшим реализованным на сегодня энергетическим произведением (свыше 400 кДж/м3) как методами быстрой закалки, так и порошковой металлургии. Оба направления синтеза постоянных магнитов типа М-Ке-В с экстремальными свойствами были представлены на конференции по магнетизму и магнитным материалам в Питтсбурге (1983 г.), где впервые было заявлено об открытии нового класса постоянных магнитов на основе сплава неодима и железа с металлоидом бором [18,22,54-67].
Интерметаллиды ряда Я^сиВ удачно сочетают высокую одноосную магнитокристаллическую анизотропию (К>~4-106 Дж/м3), экстремально большую намагниченности насыщения (15 - 1,61 Тл), достаточно высокую температуру Кюри (~ 600 К) и относительную дешевизну компонентов. Все это вывело постоянные магниты на основе соединений Я^емВ в лидирующую группу современных магнитотвердых материалов [18,56-67].
13
Основная идея, вызвавшая появление магнитотвердых материалов КэРе^, обусловлена целенаправленным поиском квазибинарных соединений с нехарактерной для бинарных 11-36 интсрмсталлидов кристаллической структурой. Формирование новой структуры в этих соединениях связано с введением в сплав третьего элемента, шрающего роль стабилизирующей добавки.
Открытие тройных соединений И^еиВ придало новый импульс исследованию обогащенных железом сплавов для возможных применений в качестве постоянных магнитов. Интерес сфокусировался на псевдобинар-НЫХ соединениях группы Я(Ре,2-хМх) СО структурой ТИМП12- ^ЭК известно, бинарные соединения не образуются. Структура ТЬМпк стабилизируется в соединениях с железом введением в состав третьего элемента -Ту, V, Сг, Мо, \У, А1 [68-75].
1.1.1.1. Интсрметалличсскне соединения К.2РемВ
Корректное стехиометрическое соотношение высокоанизотропной фазы Ш2Ре,4В установлено методами дифракции нейтронов и подтверждено рентгеновскими исследованиями [76-78]. Уникальные магнитные свойства этого соединения в значительной степени обусловлены его кристаллической структурой, которая описывается пространственной щуплой Р42/тпт [76]. В тетрагональной элементарной ячейке Ы(12Ре|4В е параметрами а = 8,79 А° и с = 12,19 А° содержится 68 атомов (рис. 1.1).
Атомы железа находятся в шести различных кристаллографических положениях (4е, 4с, 8^, 8^, 16кь 16к2), атомы неодима - в двух (4£ 4g), бора - одном (40- При этом атомы неодима группируются в пары в кристаллографических направлениях <110>. Атомы железа образуют объем-ноцентрнрованные гексагональные призмы. Атомы бора находятся в
14
•Яе сО в €Рв к1 ®Рв >«2 ®в Я
Рис. 1.1. Тетрагональная элементарная ячейка Ш2РенВ. Показаны кристаллографически неэквивалентные положения атомов N(1, Ре и В. Соотношение параметров решетки а и с изменено [76]
центрах тригональних призм, образованных атомами Ре в позициях 16к и 4е. Из рисунка 1.1 следует, что каждая элементарная ячейка МгРе^В состоит из восьми слоев атомов, чередованием которых строится решетка вдоль с-оси. Проекции на базисную плоскость атомов в этих слоях приведены на рис. 1.2.
15
Рис. 1.2. Расположение атомов в базисной плоскости и проекция на нее первого слоя атомов Ре (г-1/6) в (а);
проекции грех слоев Рс, расположенных между базисной плоскостью и плоскостью г=1/2 (Ь); проекция первого слоя атомов Ре и соседнего с ним слоя атомов Рсф) г-МА (с) [76).
ф|МГ0«М«
Наличие в решетке кристаллографи1чески неэквивалентных положений магнитоактивных атомов (Ре, Ш) и, в частности, различных межатомных расстояний Ре-Ре, М-М, М-Ре (Таблица 1.1.) приводит к особенностям в температурном поведении магнитных свойств этих соединений.
Соединения ^СцВ образуются для всех РЗМ, что позволяет систематически проанализировать характер изменения их магнитных свойств. В таблице 1.2. приведены основные магнитные характеристики соединений ряда Я2РеиВ (намагниченность насыщения (М5), поле анизотропии (На) и температура Кюри (Тс)) [18].
16
Таблица 1.1. Межатомные расстояния Ре-Ре, Кб-Ре и в структуре
М2Ре14В [76]
Соседство/межатомное расстояние, А Соседство/межатомное расстояние, А Соседство/межатомное расстояние, А
N(1,(40 ша, 3.552 Ш2(4§) 2М, 3.795 Ре,(4е) 2М, 3.192
2Мс12 3.795 2Ре, 3.192 1Ре, 2.826
2Рс2 3.382 2Ре2 3.118 2Ре3 2.491
4Ре3 3.306 2Ре, 3.296 2Ре4 2.754
2Ре4 3.143 2Ре4 3.049 4Ре5 2.496
4Ре5 3.066 4Ре, 3.060 2В 2.095
4Ре6 3.279 4Ре* 3.069
1В 2.894 2В 2.254
Ре2(4с) 2NdI 3.382 Ре3(^> 2NdI 3.306 Ре4(8]) ша( 3.143
2Nd2 3.118 ша2 3.296 жа2 3.049
4Ре5 2.573 Ше, 2.491 1Рс, 2.754
4Ре6 2.492 1Ре3 2.433 2Ре, 2.633
2Ре4 2.633 1Ре3 2.784
1Ре4 2.784 2Ре5 2.748
2Ре5 2.587 2Ре5 2.734
2Рс6 2.396 2Реб 2.640
2¥е<, 2.662
Ре5(16к) Шб, 3.066 Ре6(16к) та, 3.279 В(40 1Ш, 2.894
та2 3.060 ша2 3.069 2Ш2 3.254
1Рс, 2.496 1Ре2 2.492 2Ре, 2.095
1Ре2 2.573 Шез 2.396 4Ре<; 2.096
1Ре3 2.587 1Ре4 2.662
1Ре4 2.734 1Ре4 2.640
1Ре4 2.748 1Ре5 '2.527
1Рс4 2.734 1Ре5 2.462
1Ре5 2.592 1Ре$ 2.536
1Ре6 2.527 1Ре6 2.542
1Ре6 2.462 2Ре6 2.549
1Ре<, 2.536
1В 2.096
17
Таблица 1.2. Намагниченность насыщения (Мя), поле анизотропии (Ня) и
температура Кюри (Тс) соединений К^енВ [18].
Соединение 4К 295 К Тс К
м5 Цв-'ф.е. 4яМ5 Тл н„ МА/м м5 Рв/ф.е. 4кМя Тл н, МА/м
Ьа2Рв|4В 30,6 1,48 0,95 28,4 1,38 1,59 530
Се^е^В 29,4 1,47 2,11 23,9 1,17 2,07 424
Рг2РЄі4В 37,6 1,84 15,91 31,9 1,56 5,96 565
М2Ре14В 37,7 1,85 13,53 32,5 1,60 5,81 585
ЯпъРсмВ 33,3 1,67 15.91 30,2 1,52 11,94 616
Ссі2Ре14В 17,9 0,92 1,51 17,5 0,89 1,91 661
ТЪ2Ре]4В 13,2 0,66 23,87 14,0 0,70 17,51 620
ОугРецВ 11,3 0,57 13,53 14,0 0,71 11,94 598
Но2Реі4В 11,2 0,57 7,96 15,9 0,81 5,97 573
Ег2Реі4В 12,9 0,66 20,70 17,7 0,90 0,63 554
Тш2Ре|4В 18,1 0,92 13,53 22,6 1,15 0,63 541
УЬ2Ре14В -23 -1,2 - -23 -1,2 - 524
Ьи2Реі4В 28,2 1,47 1,59 22,5 1.17 2,07 535
У2Ре14В 31,4 1,59 1,43 27,8 1,41 2,07 565
ТН2Реі4В 28,4 1,22 1,59 24,7 1,41 2,07 481
Отмстим, 410 для синтеза постоянных магнитов весьма важны максимальные значения намагниченности, температуры Кюри и поля анизотропии. С этой точки зрения наиболее перспективными для разработки постоянных магнитов являются соединения РггРснВ, М(12Рс14В, Зт2Ре|4В.
Соединения ЯгР-еиВ имеют сложный характер температурной зависимости типа анизотропии (таблица 1.3). В пределах всей области маг-
18
нитного упорядочения (температуры Кюри приведены в таблице 1.2) соединения Pr2Fei4B, GdjFeuB, TfyFenB и Dy2FeuB являются магнитно-одноосными, в то время как намагниченность SmjFe^B лежит в базисной плоскости. Соединения с Nd, Но, Er, Тт и Yb демонстрируют изменение типа анизотропии при температуре спиновой переориентации Тсп- В Er2Fei4B, Tm2Fei4B и Y^FeuB направлениями легкою намагничивания при температуре ниже Тсп являются оси (100) в базисной плоскости и направления (001) при более высокой температуре. Соединения Nd2FeuB и HoiFe^B обнаруживают более сложное поведение. Являясь выше температуры Тсп магнитно-одноосными, эти соединения ниже Тсп являются многоосными. Причем направления легкого намагничивания лежат в плоскостях (110) на поверхности конуса, угол раствора которого 0 постепенно растет при понижении температуры и достигает для соединения Nd2Fci4B значения 0 - 30° при 'Г = 4,2 К (79-86).
Магнитная анизотропия и магнитная структура соединений R2Fei4B достаточно хорошо описываются в модели, объединяющей эффекты расщепления кристаллическим полем электронных уровнен редкоземельных ионов и R-Fe обменное взаимодействие. Такие расчеты выполнены рядом авторов [13,87-90].
Для оптимизации свойств соединений R2FeuB используются разнообразные замещения Nd. Fe и В другими элементами, например, синтезируются многокомпонентные соединения типа R2.*R’Fci2Co2B (R=Pr, Nd; R’=Tb, Dy), Pr2.x.)NdvR'yFeu.6Co2AIo,4B (R=Tb, Dy), Pr2Fe,4.xCoxB [91-94]. В результате гидрирования исходных соединений получают соединения R2Fei*BHx [86,95-96]. Это позволяет расширить спектр исследуемых соединений нс только с целью проверки фундаментальных представлений теории магнетизма, но и получить новые материалы для постоянных магнитов с заданными свойствами.
19
Таблица 1.3. Направления легкого намагничивания соединений 112Ре14В, Тел - температура, при которой происходит изменение типа анизотропии [181.
Соединение То. К Оси легкого намагничивания (Т<Тсп ->Т>ТСп)
- (001)
СезРеиВ - <001>
Рг2РЄ]4В - (001)
М2Ре|4В 135 Конус —> <001>
8ш2Рсі4В - <100>
С<12Ре,.,В - <001)
ТЬоРеиВ «■ <001 >
Оу2Ре)4В - (001)
Но2Ре,4В 58 Конус —» <001 >
Ег2Рс]4В 325 <100)-»(001)
Тт2Ре]4В 313 (100)-» (001)
УЬ2Ре14В 115 <100>—> (001)
Ьи2Рсі4В - (001)
У2РеІ4В - (001)
ТЬ2РЄ|4В - (001)
20
1.1.1.2. Интерметаллические соединения Я(Ре,Со)і |Ті
Тройные сплавы К(Ре,Ті)іг со стехиометрическим соотношением 1:11:1 кристаллизуются с образованием структуры типа ТЬМпц, которая имеет объемноцеитрированную тетрагональную кристаллическую решетку пространственной группы 14/шшш [72-74, 97-101] (рис. 1.3).
Рис. 1.3. Схематическое изображение элементарной ячейки структуры тина ТЪМп12 с указанием положений атомов Ре (81,8], 8к) и 1< (2а)
Элементарная ячейка структуры типа ТЬМп|2 содержит две формульные единицы. Атомы Я (ТИ) занимают одну кристаллографическую позицию - 2а (точечная симметрия 4/тшт) с координатами:
с
а
О 2а € 81 ® 81 © 81
21
Атомы переходного металла (Ре, Ті), заполняя места Мп в структуре ТНМП|2, образуют три неэквивалентных подрешетки (8Г, 8І, 8)) с координатами:
8/:[[ї’їф]]+/4/тт'я’
8/: Цдс, ДО, ]]+14 / ттт,
+14/ ттт.
Для соединения УРєцТі Хі= 0,36 и х2= 0,28. В этом соединении Ее занимает все позиции 8Г и 8І, тогда как в позициях 8І находятся атомы Ее и Ті [102]. На рис.1.4 показана проекция этой структуры на плоскость ху [103].
1 к 1 к 1
1 і У
І ^ ! _! Рис. 1.4. Проекция структуры ТЬМп12
і / . \ і на плоскость ху
к | к
і / і \ 1
Наименьшее расстояние между Я и 3(1-атомами имеет место в позициях 81, в позициях 8] и 8Г расстояния значительно больше (см. таблицу
1.4). Атом И в позиции ^ ^ являстся центром двух взаимопро-
никающих призм. Одна из этих призм образована узлами 8Е находящимися в плоскостях 2 = — и г = \, другая призма образована узлами 8] в
40 40
плоскостях 7. = 0 и 2 = 1. Ближайшие атомы в позициях 8і локализуются
22
на том же уровне г, как и центральный атом. У атома Я имеется только четыре ближайших соседа в позициях 81.
Таблица 1.4. Межатомные расстояния в структуре УРепТ1 [107]
У(40 Ре(80 3.0140 Ре(80 Ре(80 2.9717 Ре(81) 2.4808 Ре(8Д 2.6736 Ре(8Д 2.6506 Ре(80 2.5983 Ре(8]) Ре(8Д 2.6676 Ре(81) 2.4540
Гре(8Г) Ре(80 2.3987
К настоящему времени подробно исследованы сплавы ЯРец.хТх и ЯСоц.хТх, где в качестве стабилизирующей добавки Т использовались А1, Бц Тц V, Сг, Мо, \У [103-111]. Диаграммы состояния интсрметалличсских соединений вблизи области существования фазы 11(Ре,СоДОи приведены в работах [112-118]. Отмстим, что фаза со структурой ТЪМщг согласно этим работам имеет широкую область гомогенности как по содержанию железа (от 1Ч<1РсцМо до МРсюМо), так и но содержанию неодима. В работах [74,116-117], стехиометрическое соотношение квазибинарных соединений со структурой ТЪМд.г оценено как 1:10:1. Однако, после обзоров [100,114] и уточнений самих авторов [74] практически все научные группы стати использовать стехиометрическое соотношение 1:11:1. Показано, что фаза со структурой ТЬМл^ существует до стехиометрии 1:9,8:0,9. Затем кристаллическая решетка изменяет свою симметрию с тетрагональной на моноклинную [118].
Магнитные свойства соединений К(Ре,Со)цТ1 как и соединений
Я2РеиВ ОПреДеЛЯЮТСЯ МаГНеТИЗМОМ реДКОЗСМСЛЬНОЙ ПОДрСШСТКИ И 1ЮД-
решегки переходного металла [119-126]. Наиболее полное описание
23
структурных и магнитных свойств соединений НРепН дано в обзорах [127-129] (таблица 1.5).
Таблица 1.5. Основные магнитные характеристики соединений ЯЬ'еп'П [107, 129-1301
Соединение 4 К 290 К Тс
Мв Мо'ф.е. 4лМ$ Тл НЛТ) МА/м м8 Мо/ф-е. 4лМ.8 Тл На СП МА/м
тип 19.0 1,27 4.0 16.6 1,12 2.0 524
N<№611X1 21,3 - - 16.8 1,14 - 547
БтРеиН 19,1 1,28 - 17.1 1,14 10.5 584
сар*е,,Т1 12,5 - 6,0 12.5 0,84 2,5 607
ТЬРецТ1 9.7 0,65 - 10.6 0,71 - 554
ЛуРецЛ 9.7 0,65 - 11.3 0,75 2.3 534
НоРец'П 9.6 0,64 - 12,4 0,83 - 520
ЕгРецЛ 9.2 0,62 8.3 12.4 0,83 3.6 505
ТтРец'П 12,3 0,82 - - - - 496
ЬиРецЛ - - - 15.7 1,05 2.2 488
Магнитокристаллическая анизотропия соединений ЯРемЛ обусловлена вкладами редкоземельной и железной подрешеток. Вклад железной подрешеткн в анизотропию ЛРсцТ! велик и способствует выделению с-оси в качестве оси легкого намагничивания. С понижением температуры вклад в анизотропию от РЗ подрешеткн растет и приводит в случае отрицательного знака РЗ анизотропии к изменению типа анизотропии соединения и, как следствие, к спонтанным и индуцированным магнитным полем спин-переориентационным переходам (таблица 1.6).
24
Таблица 1.6. Магнитокристаллическая анизотропия и магнитные фазовые переходы в соединениях RFeiiTi
Соединение Ten. К Оси легкого намагничивания, тип спиновой переориентации Наличие FOMP Источ- ник
LaFenTi - - -
CcFenTi - • -
PrFenTi нет 1001] Нет 106
NdFe,,Ti 178-5-189 Конус ->[001] + 73,106, 113
SmFenTi нет Г001] Нет 73.106
GdFcnTi нет 1001) Нет 73,106, 112,142
TbFeMTi 200+340 Конус(?)-> Плоскость ->[001] + 106,137, 138,142
DyFenTi 69+120(1) 187+214(11) Плоскость -> Ось -> 1001] Ось(?) -»Конуса [001] + >4,2К 106,112, 135
HoFeuTi 50(?) ->1001] + >120К 73,106, 135
ErFenTi 48+60 Конус->[001] 't- 73,106
TmFenTi нет [001] нет 73,106
LuFenTi нет [001] Нет 106
YFe,,Ti нет [001] Нет 106,107
Как следует из таблицы, данные о МКА соединений ЯРецТ1 весьма противоречивы и не могут быть отражены однозначно.
Соединения \ТсцТ1, ЬиРецТц ТтРецТ1, Сс1Нец^, ЗтРец'П являются магнитно-одноосными во всем температурном интервале. В ЫбРецТ1
25
спиновая переориентация наблюдается при 189 К, в BrFenTi - при 48 К, а в DyFeuTi обнаруживаются два перехода с Тсш=214 К и Тспг=98 К [106]. Измерения DyFejiTi [73] указывают на спин-переориентационный переход второго рода при Тспі от легкой оси к легкому конусу и подтверждают переход первого рода при Тот [109,110]. В работе [5] этот же переход определен как переход второго рода. Авторами публикации [110] в DyFeuTi обнаружен фазовый переход второго рода при ТСт=187 К и переход типа FOMP (First Order Magnetization Process) при T=69 К. В работе [135] для DyFeuTi также обнаружены два перехода: легкая ось - легкий конус при Тсш=235 К и FOMP при Тсп2=210 К.
Недостаточными следует признать и результаты исследований спиновой переориентации в соединении TbFcnTi. На рисунке 1.5 представлены температурные фазовые диаграммы этого соединения по данным различных авторов.
Конус Плоскость Ось
штш
Работа
[73]
[ЮЗ]
[135.136]
[137]
[138]
[139]
100 200 300 400 500 600
Температура, К
Рис. 1.5. Температурная фазовая диаграмма соединения ТЬЯспТі, составленная по данным различных авторов
Из рисунка следует, что данные о типе анизотропии и возможных фазовых переходах в этом соединении крайне противоречивы. Тсмпера-
26
тура Кюри соединения находится в температурном интервале 554-558 К, а температуры и типы фазового перехода существенно отличаются.
Таким образом, следует признать, что МКА соединений ЯРецТ1 требует дальнейшего изучения. Если учесть возможность варьирования в широких пределах свойств соединений ДОепТ! при частичном замещении железа кобальтом (без изменения типа кристаллической решетки) и то обстоятельство, что в ряду соединений ИЕемТ1 в соединениях с ТЬ и 1)у магнитные фазовые переходы наблюдаются при наиболее высоких температурах, а температуры переходов и их тип требуют дальнейшего уточнения, следует признать соединения КЕеп^Со/П интересными модельными объектами для исследования влияния замещений на изменения типа анизотропии и характер доменной структуры тетрагональных магнетиков.
1.2. Намагниченность и температура Кюри соединений МгРенВ и
Н(Ре,Со)цП
1.2.1. Соединение КсЬЕемВ
Как отмечено в разделе 1.1.1, магнитные свойства соединения ОДгРемВ исследованы весьма детально многими авторами с применением монокристаллических образцов. Кривые намагничивания монокристалла ЫсЬРенВ, измеренные нами вдоль различных кристаллографических направлений, приведены в публикациях [144-1461 и хорошо согласуются с имеющимися в литературе. Кроме того, кривые намагничивания отдельных монокристаллов ОДгРемВ, использованных в данной работе для низкотемпературных исследований доменной структуры, измерены в [1471 в диапазоне температур от О К до температуры Кюри в нолях 0 - 120 кЭ и любезно предоставлены автором [1471 Для проведения настоящего исследования.
27
Численные значения полученных в работах [144-146] магнитных характеристик соединения Ш2Ре|4В показаны в таблице 1.7, а некоторые характерные кривые намагничивания - на рисунках 1.6-1.7.
Таблица 1.7. Намагниченность насыщения (М3), поле анизотропии (На) и температура Кюри (Тс) соединения Ш2РемВ.
4 К[147] 295 К 1144-146]
Соединение М8 4лМ.ч н„ М* 4лМ* на Тс
Цв/ф-е. Тл МА/м цв/фе. Тл МА/м К
М2Ре14В 37,7 1,85 13,53 32,5 1,63 7,81 585
МоН [Тл]
Рис. 1.6. Кривые намагничивания монокристалла Ы(ЬРсиВ, измеренные вдоль кристалло1рафнческих осей [001] (■) и [100] (А) при Т-293 К
28