Вышедшие номера
Особенности магнитокалорического эффекта в окрестностях спин-ориентационных переходов гексагональных ферримагнетиков
Найден Е.П.1, Жиляков С.М.1
1Сибирский физико-технический институт им. акад. В.Д. Кузнецова Томского государственного университета, Томск, Россия
Поступила в редакцию: 7 августа 1996 г.
Выставление онлайн: 20 мая 1997 г.

Характерной особенностью ферромагнетиков гексагональной сингонии, содержащих парамагнитные катионы с орбитально вырожденным состоянием (Co2+, Fe2+), является наличие одного или нескольких спин-переориентационных фазовых превращений. Реализация конкретного типа магнитного состояния (конус, плоскость или ось легкого намагничивания) и условий переходов между ними определяется соотношением констант магнитной кристаллографической анизотропии (МКА) различных порядков. При воздействии на магнетик внешнего магнитного поля изменяется его магнитное состояние, в результате изменения внутренней энергии выделяется или поглощается тепло. При соблюдении адиабатических условий это проявляется как изменение температуры магнетика --- так называемый магнитокалорический эффект (МКЭ). В соответствии с общей теорией фазовых переходов в окрестности спин-ориентационных превращений физические характеристики магнетика должны иметь особенности, что должно найти отражение и в поведении МКЭ. В то же время в литературе практически отсутствуют сведения об исследованиях МКЭ в ферримагнетиках гексагональной сингонии, в которых энергия анизотропии может быть весьма велика и конкурировать с энергией обменного взаимодействия. Кроме того, в этих соединениях при определенных условиях реализуются так называемые процессы намагничивания первого рода, проявление которых в термомагнитных эффектах до сих пор не обсуждалось. Результаты экспериментального исследования МКЭ в поликристаллических изотропных и текстурированных образцах гексаферритов системы BaCo2-xZnxFe16O27-(Co2-xZnx-W) показали, что в случае изотропных образцов имеются слабо выраженные аномалии температурных зависимостей МКЭ в окрестностях спин-ориентационных превращений, однако абсолютная величина эффекта не превышает нескольких десятых градуса. В случае же намагничивания текстурированных образцов вдоль направления "трудного" намагничивания при температурах вблизи температур спиновой переориентации величина Delta T может составлять 1.5--1.8 K при намагничивающем поле не более 1 T, что вполне сопоставимо с результатами, полученными для редкоземельных металлов и их соединений [1-3]. В общем виде выражение для изменения температуры магнетика dT при адиабатическом намагничивании в поле dH имеет вид dT/dH= -(dS/dH)T/(dS/dT)H, (1) где S --- энтропия кристалла. Окончательное выражение для обратимого МКЭ с учетом констант МКА высшего порядка имеет вид dT= [ TDB/CHHMA- (T/CH)(dM/dT) cos(theta-psi) ] dH, (2) где A=2K1R1+4K2R2+6K3R3+MHcos(theta-psi), B=[(dKi/dT)M-(dM/dT)Ki]Pi, D= KiPi, CH= C0+TB2/M2A, C0 --- решеточная теплоемкость, M --- намагниченность кристалла при данной температуре, Ki --- константы МКА, theta --- угол между направлением намагниченности и осью C, psi --- угол между направлением внешнего поля и осью C. В выражении (2) первый член в квадратных скобках соответствует анизотропной составляющей МКЭ, а второй учитывает составляющую эффекта за счет парапроцесса. Таким образом, для расчета МКЭ необходимы сведения о температурных зависимостях намагниченности, констант МКА и теплоемкости для конкретного соединения. Кроме того, необходимо предварительно вычислить значения равновесного угла theta для каждой пары значений поля и температуры. Приведем результаты расчетов МКЭ для одного из соединений системы BaCo2-xZnxFe16O27 (x=1.38), для которого имеются данные о поведении Ki(T), полученные на основе нейтронографического исследования диаграммы магнитного состояния и анализа особенностей кривых намагничивания при различных температурах с использованием метода сингулярной точки [4,5]. Из уравнения (2) видно, что при вычислении T- и H-зависимостей МКЭ необходимы значения равновесного угла theta при каждой паре T и H. Зависимости theta(T, H) представляют собой трансцендентные уравнения, и поэтому получить явную зависимость подынтегрального выражения от H затруднительно. В связи с этим интегрирование (2) проводилось численным методом Гаусса. Функции M(T), Ki(T) и их производные аппроксимировались полиномами с необходимой точностью. В расчетах использовались сведения о температурной зависимости теплоемкости CH(T), полученные для соединения BaM в [6] и скорректированные с учетом разницы молярного веса гексаферритов M- и W-типов. [!tb] Температурные зависимости МКЭ монокристалла BaCo0.62Zn1.38Fe16O27 при намагничивании вдоль гексагональной оси кристалла ( a) и при намагничивании в базисной плоскости кристалла ( b). H (kOe): 1 --- 2, 2 --- 4, 3 --- 8. На рис. 1, a приведены результаты расчетов температурных зависимостей МКЭ для монокристалла Co0.62Zn1.38-W при различных значениях внешнего магнитного поля, направленного вдоль оси C кристалла. Максимум температурной зависимости МКЭ Delta T при температуре 130 K и минимум при T=260 K соответствует окрестностям спонтанных ориентационных переходов конус--плоскость и плоскость--конус легкого намагничивания соответственно. Глубокий минимум при температуре T=220 K имеет место в температурном интервале, в котором наблюдается максимальная трансформация диаграммы магнитного состояния под действием внешнего поля. Для T<200 K величина критического поля составляет Hc~ 6 kOe. Практическое совпадение температурных зависимостей МКЭ для намагничивающих полей, больших и меньших величины критического поля, указывает на незначительную роль процессов намагничивания первого рода в реализации термомагнитных эффектов. На рис. 1, b показаны температурные зависимости МКЭ для случая поля, приложенного в базисной плоскости. В окрестности спонтанных ориентационных превращений наблюдаются небольшие минимумы, а максимальный положительный эффект наблюдается в области, соответствующей наибольшей трансформации магнитной фазовой диаграммы во внешнем поле. Заметим, что парамагнитная составляющая эффекта суммируется с анизотропной компонентой при намагничивании кристалла в базисной плоскости и вычитается при приложении поля вдоль оси C. Это приводит к некоторому отличию в поведении полевых зависимостей Delta T для различных направлений внешнего поля. Для поликристалла, изотропного или текстурированного, выражение (2) принимает вид [b] Delta T&= P(psi) [ TDB/CHHMA &  - (T/CH)(dM/dT) cos (theta-psi) ] dpsi dH, (3) где P(psi) --- плотность функции распределения вероятности ориентации осей C отдельных кристаллитов. [!b] [width=]429-2.eps Температурные зависимости МКЭ для соединения BaCo0.62Zn1.38Fe16O27 в поле H=8 kOe, направленном вдоль гексагональной оси кристалла. 1 --- монокристалл, 2 --- текстурированный поликристалл, 3 --- изотропный поликристалл, 4 --- экспериментальные данные для текстурированного поликристалла, ft=0.7. На рис. 2 показаны расчетные температурные зависимости МКЭ для монокристалла (кривая 1), текстурированного поликристалла со степенью текстуры ft=0.5 (кривая 2), а также изотропного поликристаллического образца для случая внутреннего намагничивающего поля H=8 kOe, направленного вдоль гексагональной оси кристалла (кривая 3). Видно, что величина Delta T-эффекта для изотропного поликристалла существенно меньше, чем для монокристалла и ориентированного поликристалла. Наличие определенной степени текстуры сказывается на величине МКЭ лишь для случая значительной дисперсии осей C кристаллитов: при степени текстуры fr>0.7 кривые Delta T(T) практически совпадают с расчетными зависимостями для монокристалла. Кривая 4 на этом же рисунке соответствует результатам экспериментального исследования МКЭ в образце текстурированного поликристаллического гексаферрита Ba-Co0.62Zn1.38Fe16O27 со степенью текстуры ft=0.7, внешнее поле H=12 kOe направлено вдоль оси C. Налицо хорошее качественное согласие теории и эксперимента: характерное поведение Delta T(T) в низкотемпературной части пика МКЭ проявилось при расчете и на опыте, так же как резкий спад и изменение знака после достижения максимума.
  1. А.С. Андреенко, К.П. Белов, С.А. Никитин, А.М. Тишин. УФН 158, 4, 554 (1989)
  2. С.М. Жиляков, Е.П. Найден, Г.И. Рябцев. Изв. вузов. Физика 36, 10, 63 (1993)
  3. С.М. Жиляков, Е.П. Найден. ФТТ 36, 8, 2402 (1994)
  4. E.P. Naiden et al. Phys. Stat. Sol. (a) 120, 1, 209 (1990)
  5. Е.П. Найден, Г.И. Рябцев. Изв. вузов. Физика 33, 4, 44 (1990)
  6. P.B.N. Reddy, P. Reddy. J. Phys. Stat. Sol. (a) 22, 1, 219 (1974)

Подсчитывается количество просмотров абстрактов ("html" на диаграммах) и полных версий статей ("pdf"). Просмотры с одинаковых IP-адресов засчитываются, если происходят с интервалом не менее 2-х часов.

Дата начала обработки статистических данных - 27 января 2016 г.