Ви є тут

Доменная структура интерметаллических соединений RCo5 и R2Fe17 с неодноосной магнитной анизотропией

Автор: 
Зубкова Анна Владимировна
Тип роботи: 
кандидатская
Рік: 
2011
Кількість сторінок: 
155
Артикул:
137833
179 грн
Додати в кошик

Вміст

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ............................................................5
ГЛАВА 1. КРИСТАЛЛИЧЕСКАЯ СТРУКТУРА И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ НСо5 И
^2^17..........................................................«....8
1. Кристаллическая структура и магнитные свойства иптерметаллических
соединений Я-Со..................................................8
1.1.1 .Диаграммы состояния сплавов Я-Со и их кристаллическая структура...8
1.1.2. Магнитные свойства соединений ЯСо5..........................16
1.1.3. Магнитокристаллическая анизотропия и спин-переориентационные переходы в соединениях ЯСо5...................................21
1.2. Кристаллическая структура и магнитные свойства интерметаллических соединений Я-Яе....................................................42
1.2.1. Диаграммы состояния бинарных систем Я-Яс и их кристаллическая структура..........................................................42
1.2.2. Кристаллическая структура соединений ЯгЯеп..................44
1.2.3. Магнитные свойства соединений ЯгЯе^.........................45
1.3. Влияние типа магнитной анизотропии на характер магнитной доменной структуры магнетиков..........................................50
1.3.1. Доменная структура высокоанизотропных магнетиков с магнитокристаллической анизотропией типа «легкая ось»..............50
1.3.2. Доменная структура магнетиков с осыо симметрии высокого порядка и неодноосной магнитной анизотропией.................................58
1.3.2.1. Магнитная фазовая диаграмма магнетика с осью симметрии высокого порядка............................................................58
1.3.2.2. Экспериментальные наблюдения ДС магнетиков с осыо симметрии высокого порядка и анизотропией типа «легкий конус» и «легкая плоскость».........................................................61
I/
ГЛАВА 2. МЕТОДИКА ПРОВЕДЕНИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА.......................65
2.1. Приготовление образцов для исследований...................65
2.2. Анализ фазового состава, кристаллической структуры и
микроструктуры образцов....................................66
2.3. Магнитные измерения.......................................70
2.4. Анализ магнитокристаллической анизотропии.................73
2.5. Наблюдение доменной структуры..............................77
ГЛАВА-3. МАГНИТНАЯ ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА
ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ RCo5 В* ОБЛАСТИ НЕОДНООСНОЙ МАГНИТОКРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ АНИЗОТРОПИИ
3.1. Магнитная доменная структура интерметаллических соединений RC05 в области спин-переориентационных фазовых переходов...............85
3.1.1. Доменная структура соединения НоСо5 в области спиновой переориентации'.................................................86
3.1.2. Доменная структура соединения NdCo5 в области спиновой переориентации..................................................93
3.1.3. Доменная структура-монокристалла DyCo5t3..............100
ГЛАВА 4. МАГНИТНАЯ ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА
ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ R2FeI7 (R=Tb, Dy, Но, Ег) С АНИЗОТРОПИЕЙ ТИПА ЛЕГКАЯ ПЛОСКОСТЬ.............................104
4.1. Микроструктура и доменная структура интерметаллидов R2FeI7 (R=Tb, Dy, Но, Er)....................................................104
4.2. Исследование доменной структуры в монокристаллах интерметаллидов R2Fe|7 методами магнитной силовой микроскопии..................119
4.3. Теоретический анализ доменных границ в магнетиках с
магнитокристаллической анизотропией типа легкая плоскость......124
4.3.1. Доменные границы в гексагональных магнетиках............124
4.3.2. Доменные границы в магнетиках с осью симметрии высокого порядка........................................................128
3
4.3.3. Модель доменной структуры одноосного магнетика с
магнитокристаллической анизотропией типа «легкая плоскость».....136
ВЫВОДЫ..........................................................141
ЛИТЕРАТУРА......................................................143
4
ВВЕДЕНИЕ
Магнитная доменная структура (ДС) представляет собой своеобразное связующее звено между свойствами магнетиков на атомарном уровне и их макроскопическими характеристиками [1-5]. В первых работах по наблюдению ■ магнитных доменов ключевыми вопросами были вопросы формирования доменных структур и анализа их роли в процессах перемагничивания [6-8]. С появлением интерметаллических соединений Зс1-и 4Р-металлов типа КТ5 и ЯгТп (где Я - редкоземельный металл, Т - 36-металл), нашедших широкое применение в-качестве постоянных магнитов с уникальными характеристиками (рекордные значения энергетического произведения, высокая температурная стабильность) [9]г, внимание исследователей сосредоточилось на анализе ДС одноосных высокоанизотропных магнетиков. Актуальность данной задачи связана с необходимостью более глубокого понимания природы магнитного гистерезиса в новых высококоэрцитивных материалах на основе интерметаллических соединений ЯТз и ЯгТ^. Кроме того, наличие только одной оси легкого намагничивания и экстремально высокая одноосная магнитная анизотропия значительно упрощают схему расчета возможных конфигураций ДС, так как в материалах с фактором качества (2>1 могут формироваться только относительно простые открытые ДС [.1,2,8]. Фундаментальный анализ ДС одноосных магнетиков и природы-магнитного гистерезиса в них выполнен в работе [8].
Появление в 1983 г. нового класса постоянных магнитов на основе фазы Ыс^РеиВ, на которых достигнут в настоящее время рекорд энергетического произведения (ВН)шач ~ 480 кДж/м3, привели к появлению работ, посвященных анализу ДС этой группы магнитных материалов [10-14]. Наличие в соединении ИсУРеиВ магнитного спин-переориентационного фазового перехода (СПП) от типа анизотропии ось легкого намагничивания к
5
типу анизотропии конус осей легкого намагничивания при Тспп=135 К стимулировало работы по исследованию трансформации ДС в области спиновой переориентации редкоземельных интерметаллидов [15-18]. Уже первые попытки количественного анализа поведения ДС в области СГГП второго рода в соединении Ис^енВ показали, что имеющиеся- данные о температурном ходе констант магнитной кристаллографической анизотропии (МКА) этого соединения в области.СПП недостаточно корректны и обратили внимание на проблему оценки-констант МКА вблизи СПИ’[17]. Дальнейшие работы по моделированию поведения.магнитных характеристик магнетиков с ориентационными фазовыми переходами показали, что в этих материалах анализ ДС необходим для более корректного расчета- не только констант МКА в области СПП, но и других физических характеристик [18].
Дополнительный интерес к исследованию магнитных фазовых переходов появился- в последние годы, в связи с активными работами по изучению магнитокалорического эффекта (МКЭ) в области магнитных фазовых переходов [19-20]: В частности, в работе [20] был обнаружен гигантский вращательный МКЭ в соединении Ис1Со5 в области СПП. В'этой же работе было показано, что* результаты прямых измерений МКЭ^ могут быть корректно описаны только при учете в расчетах ДС. Таким образом, для совершенствования, математических моделей количественного описания температурного' поведения фундаментальных и структурно-чувствительных характеристик магнитных материалов, имеющих СПП, необходимо более четкое понимание процессов формирования ДС в области спиновой переориентации, где тип МКА магнитного материала отличен от одноосного.
Для области СПП гексагональных магнетиков характерны два- типа МКА: (1) конус осей легкого намагничивания и (2) плоскость осей легкого намагничивания. А как уже отмечалось выше, магнитная доменная структура редкоземельных интерметаллидов детально описана только для случая одноосных высокоанизотропиых магнетиков. ДС магнетиков с магнитной
6
анизотропией типа конус осей легкого намагничивания и плоскость осей легкого намагничивания исследована в настоящее время недостаточно.
Поэтому целью данной диссертационной работы стало исследование магнитной доменной структуры интерметаллических соединений типа ЯСо5 и И^Рен с неодноосной магнитной анизотропией, которая реализуется в соединениях. ЯСо5 в области СПП (конус осей легкого намагничивания, плоскость осей легкого намагничивания), а соединения К^еп (11=ТЬ, Эу, Но, Ег) при комнатной температуре имеют анизотропию типа плоскость осей легкого намагничивания.
Как показано в работах, посвященных исследованиям МКЭ в области.
9
магнитных фазовых переходов, например в- [19-20], наибольшие значения МКЭ следует ожидать для МФП первого рода. Для случая гексагональных интерметаллидов типа К'Г5 эго фазовые переходы легкая ось - легкая плоскость и, в отдельных случаях, переходы легкий конус - легкая ось. В обоих случаях новой магнитной фазой при изменении типа анизотропии является фаза с типом анизотропии легкая плоскость. Экспериментальные исследования ДС магнетиков с таким типом анизотропии практически отсутствуют, поэтому анализу ДС магнетиков с анизотропией легкая плоскость в работе уделено особое внимание.
Кроме того, одной из задач работы явилось изучение ДС вблизи температур спиновой переориентации. Это обусловлено тем, что экспериментальных исследований процесса зарождения новой магнитной фазы при изменении типа анизотропии в реальных магнетиках, имеющих различного рода дефекты, структуры, также сравнительно мало. А этот вопрос весьма важен для анализа магнитных фазовых переходов.
7
ГЛАВА 1. КРИСТАЛЛИЧЕСКАЯ СТРУКТУРА И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА СОЕДИНЕНИИЙ ИСо5 И К2Рс17
1.1. Кристаллическая структура и магнитные свойства интерметаллических соединений Я-Со
1.1.1. Диаграммы состояния сплавов 11-Со и их кристаллическая структура
Диаграммы состояния сплавов РЗМ с кобальтом характеризуются большим количеством интерметаллических соединений [21-25]. Фазовые диаграммы- для( систем» сплавов с кобальтом- аналогичны для всех трехвалентных РЗМ [26]. На рис.1.Г приведены фазовые диаграммы- для соединений вс! и Ву с кобальтом. Из этих примеров видно, что для данных элементов существуют стехиометрические составы между ЯзСо и В^Соп [27, 28]. Наиболее хорошо изученными являются соединения КСо5 и. К2Со17, поскольку они представляют наибольший интерес для синтеза на их основе высокоэнергоемких постоянных магнитов [27].
Как видно из рис. 1.1, на экспериментально, построенных фазовых диаграммах наблюдается1 различие между сплавами кобальта с тяжелыми, и легкими лантаноидами. В случае ТРЗМ признана метастабильность интерметалл и дов со структурой СаСи5, но области гомогенности на фазовых диаграммах не приводятся. В сплавах кобальта с ЛРЗМ, напротив, рассматриваются области гомогенности, и обсуждаются границы1 их существования [29-34].
Соединения 11-Со имеют сложную кристаллическую структуру, которая обусловлена- строением внешних электронных оболочек атомов. Специфичность электронных структур и атомных радиусов редкоземельных металлов обусловливают структуру кристаллических решеток этих материалов [26]. Различие размеров атомов Зб-металлов и РЗМ составляет приблизительно 30% [25]. Из-за того, что атомы редкоземельных металлов (таблица 1.1, [26]) и 3(1 -металлов имеют различные ионные радиусы, непрерывные твердые растворы этих элементов друг в друге невозможны, а
8
Рис. 1.1. Фазовые диаграммы состояния сплавов систем Оу — Со и Сс1 — Со [8, 22]
могут существовать только стабильные соединения с определенным числом I*- и Зб-атомов, т.е. интерметалл иды [16].
Таблица 1.1 [26]
РЗМ Атомные радиусы, ангстрем РЗМ Атомные радиусы, ангстрем РЗМ Атомные радиусы, Ангстрем
Ьа 1,877 Бт 1,802 Но 1,776
Се 1,820 Ей 2,042 Ег 1,757
Рг 1,828 Ос! 1,802 Тгп 1,746
Ыс1 1,821 ТЬ 1,783 УЬ 1,940
Рт 1,810 Оу 1,773 Ьи 1,734
9
Основополагающей структурой для большинства Я-Со соединений является структура соединения ЯСо5, относящаяся к гексагональному типу СаСи5 пространственной группы Р6/ттт (рис. 1.2а). Она состоит из двух типов плоскостей, чередующихся между собой вдоль с-оси. В одной из них атомы Со выстраиваются в гексагональную сетку (положение Зg), в центрах которой находятся Я-атомы. В другой расположены только атомы Со (2с), образующие менее плотно упакованную (нецентрированную) сетку Кагоме, которая является общим строительным элементом для большинства структур Я-Со соединений [27].
• -Со
О -Рзм
а. Гексагональная решетка типа СаСи5
б. Ромбоэдрическая решетка типа ТИ^пп
в. Гексагональная решетка типа ТЬ2Міі7
Рис. 1.2. Основные типы кристаллических структур соединений Я-Со
Г251
Атомы Я занимают кристаллографически эквивалентные позиции с координатами [ [0,0,0]] , а атомы Со [25]:
Сдвигом атомных слоев и небольшим перемещением атомов из структуры СаСи5 можно получить все кристаллические структуры, встречающиеся в системах Я-Со. Структура соединений Я2Со17 получается из решетки ЯСо5 путем замещения вдоль с-оси каждого третьего Я - атома парой атомов Со и смещением слоя. Это можно описать формулой [25, 27]:
3ЯСо5 -Я + 2Со = Я2Со]7
Существует две модификации фазы Я2Соп: гексагональная
(структурный тип ТЬ2№17 рис.2в) и ромбоэдрическая (структурный тип ТЪ2гпп рис. 1.26). Гексагональная фаза образуется с тяжелыми редкоземельными металлами, а ромбоэдрическая - с легкими.
Для того, чтобы получить структуру соединения Я2Со7 необходимо, как и в случае Я2Со17, произвести смещение слоя и небольшую перегруппировку атомов — один из атомов Со заменяется атомом Я: .
ЗЯСо5 + Я - Со = 2Я2Со7 В этом случае также могут возникнуть две модификации фазы Я2Со7: гексагональная (структурный тип Се21Ч117) и ромбоэдрическая (структурный тип Ос12Со7).
При образовании соединения ЯСо5 происходит замена каждой второй
элементарной ячейки одного из двух атомов Со атомом Я:
ЯСо5 + Я-Со = 3 ЯСо3 При этом также могут возникнуть две модификации фазы ЯСо3, но они уже будут иметь другой структурный тип. Гексагональная фаза имеет структурный тип РиЬЙ3, а ромбоэдрическая - Се!^.
Если в элементарной ячейке один из атомов Со замещается атомом Я, то получается соединение ЯСо2 [25]:
ЯСо5 + Я-Со = 2 ЯСо2
11
В рассматриваемых структурах в основном наблюдаются гексагональный и ромбоэдрический типы симметрии. Исключение составляет соединение ЯСо2, которое имеет кубическую симметрию. Две модификации (гексагональная и ромбоэдрическая) наблюдаются в одном и том же образце, и они очень устойчивы, поэтому получить их раздельно очень сложно. Для получения однофазного материала необходимо создать условия разливки и кристаллизации расплава с определенной скоростью. Если скорость кристаллизации недостаточна, то кроме основной возникают побочные структуры [26].
Авторы [37] считают, что на фазовых диаграммах вблизи состава ЯСо? существует разрыв смешиваемости. Это означает, что в сплавах Я-Со систем с содержанием Со выше 60 ат.% появляется две области ЯСо5_х и ЯСо5+х (рис. 1.3).
А1-%Т
Рис. 1.3. Теоретическая диаграмма фазового равновесия Я-Т систем [25]
При замещении Я-атомов парами атомов Со происходит увеличение расстояния между атомами Со (параметр с) и уменьшение расстояния между атомами РЗМ (параметр а) (рис. 1.4). Изменение параметров а и с в зависимости от состава аналогично поведению их с ростом номера РЗМ. Этот факт указывает на то, что с увеличением номера лантаноидов стехиометрия
12
интерметаллидов ЯСо5 смещается в сторону, богатую кобальтом, т.е. в системе 11-Со вместо ЯСо5 существует соединение ЯСо5+х, которое уже будет иметь структурный тип ТЬСи7 [38-40].
15,7 •<,
« 4,5
3.9
< . а 0,867 / ь ч 5.7, 1 и - 3

с/а г )*< *
О о 0,80 га4,5 с/а
'' с с
0,74- 3.9 —,—|—I—1—1—I—1—1—1—1—1_
>.86 |
0,80
0,74
-0.2 0 0.4 0.8 1,2 1.6 2,0
X >
РисЛ.4. Изменение параметров решетки интерметаллидов ЯСо, от концентрации кобальта (НоСо5, РгСо5) [25]-
К настоящему времени кристаллические структуры большинства Я-Со-соединений хорошо аттестованы, а данные для параметров решеток можно найти в соответствующей литературе [27, 28, 41]. Установлено, что параметры решеток для одного и того же типа соединений с различными РЗМ, как правило, уменьшаются по мерс увеличения номера РЗМ (таблица
1.2, [25]) вследствие уменьшения при. этом ионного радиуса РЗМ («лантаноидное сжатие»).
Исключением являются соединения с церием, параметры решеток которых меньше ожидаемых величин (рис. 1.5). Такая аномалия связана с тем, что церий в Я-Со - соединениях имеет валентность между 3^ и 4+, в отличие от валентности 3+ для остальных РЗМ, что связано с тем, что в этих соединениях церий отдает свой единственный свободный 4Г-электрон в зону проводимости [27, 36, 42].
13