Издателям
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.
  • А.С. Андреенко, К.П. Белов, С.А. Никитин, А.М. Тишин. УФН 158, 4, 554 (1989)
  • С.М. Жиляков, Е.П. Найден, Г.И. Рябцев. Изв. вузов. Физика 36, 10, 63 (1993)
  • С.М. Жиляков, Е.П. Найден. ФТТ 36, 8, 2402 (1994)
  • E.P. Naiden et al. Phys. Stat. Sol. (a) 120, 1, 209 (1990)
  • Е.П. Найден, Г.И. Рябцев. Изв. вузов. Физика 33, 4, 44 (1990)
  • 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.