Статьи

 




dx.doi.org/ 10.18577/2307-6046-2021-0-9-43-58
УДК 621.318.2
Р. Б. Моргунов, Д. В. Королев, Р. А. Валеев, В. П. Пискорский
ОСОБЕННОСТИ МАГНИТНОГО СОСТОЯНИЯ В АМОРФНЫХ МАГНЕТИКАХ RE–TM и RE–TM–B (обзор)

Представлен обзор особенностей магнетизма аморфных магнетиков сплавов RE–TM и RE–TM–B (RE – редкоземельный металл, TM – переходный металл, B – бор). Показаны магнитные состояния в аморфных сплавах, влияние одноионной анизотропии тяжелых редкоземельных металлов на локальный беспорядок и спиновые фрустрации в аморфном теле, а также представлены некоторые спин-переориентационные переходы, наблюдаемые в таких соединениях. Показано, что идентификация спин-стекольного состояния может быть достигнута путем обнаружения специфических особенностей на полевых и температурных зависимостях магнитного момента и магнитной восприимчивости образца.

Ключевые слова: магнетизм, магнитная анизотропия, аморфные магнетики, спин-переориентационный переход, magnetism, magnetic anisotropy, amorphous magnets, spin-reorientation transition.

Введение

Материалы, обладающие химическим, структурным и атомным беспорядком способны быть ферромагнетиками, спиновыми стеклами или проявлять множество экзотических типов дальнего магнитного порядка. Однако наличие атомного беспорядка, строго говоря, не является необходимым условием перехода магнитной подсистемы в состояние спинового стекла. Имеется множество примеров образования спин-стекольной магнитной фазы в строго упорядоченных кристаллах (решетки Кагомэ, треугольные кристаллические решетки со спиновыми фрустрациями и т. п.). Поэтому, хотя беспорядок в электронной спиновой системе часто ассоциируется с наличием беспорядка и требованием аморфности в атомной структуре материала, необходимо иметь ввиду, что не все модели спинового стекла можно свести к случайным вариациям обменного взаимодействия и кристаллической анизотропии. Другим примером отсутствия жесткой связи между атомным и спиновым порядком является известный эффект превращения кристаллического антиферромагнетика в аморфный ферромагнетик, в котором атомное упорядочение отсутствует, а дальний порядок в спиновой подсистеме имеет место [1].

В данном обзоре будет рассмотрен только тот тип магнитных стохастических структур, который индуцируется именно структурным беспорядком. Принято считать, что с точки зрения термодинамики аморфное состояние вещества является метастабильным, т. е. его энергия больше, чем энергия вещества в кристаллическом состоянии (рис. 1).

 

 

Рис. 1. Схематическая зависимость свободной энергии от параметра порядка: 1 – для материалов, у которых отсутствует устойчивое квазикристаллическое состояние; 2 – соответствует пути релаксации материалов через промежуточное квазикристаллическое состояние [2]

 

Неожиданно то, что изменение межатомных расстояний и соответствующие вариации обменного взаимодействия между спинами (вплоть до изменения знака этого взаимодействия) способны в результате придавать материалу ферромагнитные свойства. Однако возникновение магнитного порядка в аморфных металлических сплавах теоретически и экспериментально доказано и обосновано. При этом выделяют следующие особенности аморфных редкоземельных магнетиков [3].

– Наличие локальных вариаций (пространственных флуктуаций) магнитной анизотропии имеет особенно впечатляющие последствия в редкоземельных сплавах, у которых одноионная анизотропия таких элементов, как Dy, особенно высока. Значение одноионной анизотропии (D) таких ионов не просто больше, чем в сплавах переходных металлов, но оно зачастую превышает величину обменного взаимодействия (J) соседних спинов. Так, в спиновом стекле с такими ионами хаотичное распределение ориентаций спинов поддерживается именно хаотичным распределением локальных осей анизотропии отдельных ионов, которое подавляет упорядочивающее стремление обменного взаимодействия превратить материал в ферро- или антиферромагнетик. Такое состояние вещества, при котором локальная анизотропия (будучи в среднем равной нулю) имеет определяющее значение в формировании магнитных свойств материала, представляется необычным и до сих пор не получило исчерпывающего объяснения.

– Пространственные флуктуации обменного взаимодействия, о которых неоднократно упоминалось в научно-технической литературе, в магнитах группы RE–TM–B (RE – редкоземельный металл, TM – переходный металл, B – бор) приобретают особенно вариативный характер потому, что в совершенном кристалле принято выделять две подрешетки, внутри которых обмен сильнее, чем обмен между решетками. В результате в соединениях с тяжелыми редкоземельными ионами (например, Dy) возникает антиферромагнитный обмен между подрешетками и ферромагнитный – внутри подрешеток RE и TM. В аморфном состоянии эта ситуация с исходно разными знаками обмена усложняется в еще большей степени, чем в переходных металлах. Это приводит к образованию сложноупорядоченных спиновых структур типа геликоид, веер и других, выявляемых с помощью нейтронографии. В работе [4] впервые были учтены эти взаимодействия и показано, что имеет место диаграмма с тремя фазами – парамагнитной, ферромагнитной и спин-стекольной (рис. 2).

 

 

Рис. 2. Схематическая диаграмма состояний [6]

 

– Имеется специфика образования аморфных (и всех других кристаллических) фаз в объектах микронного масштаба, скорости охлаждения которых очень высоки. Число факторов, которые определяют термически равновесные фазы и энергетические барьеры, разделяющие неравновесные фазы, растет, в частности – упругая и магнитоупругая энергия поверхностных слоев и ограничения на размеры доменов и структурных единиц (зерен). Хотя объекты размерами в несколько десятков микрометров часто относят к объемным материалам [3].

– В аморфных материалах со спин-стекольной магнитной структурой имеется значительная зависимость магнитных свойств от термомагнитной предыстории, режимов намагничивания и размагничивания, а также от специфического проявления магнитной релаксации, обусловленной переходами в системе с бесконечным числом близких энергетических уровней.

 

Магнитные состояния в аморфных магнетиках

Теоретическое рассмотрение аморфных материалов с низкой и высокой одноионной анизотропией, а также переходных режимов между этими случаями начато в работах [5–7], теоретические предположения которых были тщательно проверены экспериментально и получили подтверждение.

Рассмотрение этих положений основано на теореме Имри–Ма [5], согласно которой стохастическое сколь угодно малое возмущение разрушает дальний порядок с непрерывной симметрией в системах с пространственной размерностью <4. Для случая слабой анизотропии в работе [6] теоретически найдено три различных магнитных состояния в зависимости от силы внешнего магнитного поля H:

– в нулевом поле (H = 0) суммарная намагниченность близка к нулю, хотя длина ферромагнитной корреляции велика. Такой ферромагнетик был назван коррелированным спиновым стеклом (CSG), который имеет очень большую магнитную восприимчивость, и, следовательно, относительно небольшая когерентная анизотропия превращает его в почти типичную ферромагнитную доменную структуру;

– при небольшом увеличении магнитного поля возникает второе состояние, которое постепенно замещает состояние спинового стекла, выстраивает спины и названо ферромагнетиком с блуждающей осью. Это состояние представляет собой слегка неколлинеарную структуру, в которой наклон намагниченности по отношению к полю изменяется вместе с длиной спиновой корреляции, которая в свою очередь зависит от поля;

– по мере увеличения магнитного поля длина корреляции уменьшается, пока не будет достигнуто третье состояние, в котором углы наклона спинов к магнитному полю полностью некоррелированы в пространстве. Показано, что теоретическая зависимость магнитной восприимчивости определяется температурной зависимостью (одноионной) случайной анизотропии в рамках этой модели и объясняет перемагничивание и резкие пики магнитной восприимчивости.

В рассмотренной модели случайные вариации были приняты только для магнитной анизотропии, а случайными вариациями обменного взаимодействия пренебрегали. Но даже такой упрощенный подход позволил правильно описать температурные и полевые зависимости магнитной восприимчивости: ее рост по мере приближения к температуре Кюри, а также плавное приближение к насыщению по мере увеличения внешнего магнитного поля. В частности, для случая сильной случайной анизотропии при низкой температуре, уменьшение анизотропии с температурой может привести к переходу из магнитной фазы в виде спинового стекла с небольшой магнитной восприимчивостью (сперомагнетик) к коррелированному спиновому стеклу (CSG) с большой корреляционной длиной и очень большой восприимчивостью, которую можно интерпретировать как обычный ферромагнетик. Одна из главных задач при проведении эксперимента  заключается в разделении ферромагнитного состояния и состояния спинового стекла со случайной анизотропией, имитирующего обычный ферромагнетик.

Важно также отметить следующее – хотя в работе [6] для спиновых стекол с невысокой анизотропией выявлено, что резкой границы между областями противоположной намагниченности не существует (например, в сплавах железа), однако при увеличении одноионной анизотропии можно ожидать появления такой границы, т. е. в коррелированном спиновом стекле можно наблюдать домены и доменные стенки.

В экспериментальной работе [7] проанализирована высокополевая намагниченность. На рис. 3 в рамках теории Чудновского представлены кривые ряда аморфных сплавов типа DyGdNi. Экспериментально подтвержден предсказанный переход, разделяющий состояние, не описываемое моделью среднего поля Rf  Ra и режим среднего поля Rf  ≈ Ra (где Rf  – ферромагнитная корреляционная длина; Rа – корреляционная длина направлений анизотропии). В насыщенном гадолинием образце, в котором отношение D/J << 1, режим среднего поля хорошо выполняется – DM ≈ 1/H2 (где M – намагниченность), тогда как для других образцов, где одноионная анизотропия высока, режим среднего поля определяется численным расчетом среднего поля. В работе [7] установлена количественная связь между кривыми намагничивания и корреляционными длинами локальных направлений анизотропии, возникающими из-за атомного ближнего порядка. Кроме того, изменение свойств как функции отношения D/J дало возможность наблюдать эволюцию температурных и полевых зависимостей от этого параметра. Закономерности приближения к насыщению в магнитных материалах всегда были объектом повышенного интереса. Среди механизмов, препятствующих полному выравниванию магнитных моментов, для спин-стекольных магнитов важное значение имеет магнитная анизотропия и ее модификации из-за несовершенств и дефектов. Взаимодействие беспорядка и магнитной анизотропии особенно актуально в материалах со случайной анизотропией, в которых структурный ближний порядок ограничен несколькими межатомными расстояниями. В работе [6] также предсказан закон подхода к насыщению, показывающий два разных режима: в «слабых» магнитных полях, меньших величины обменного взаимодействия, выраженного в единицах поля для H << Hс – ΔM = 1/H1/2, а в «сильных» магнитных полях, бо́льших величины обменного взаимодействия при H ≈ Hc  – ΔM = 1/H2 (рис. 3).

 

 

Рис. 3. Кривые намагничивания, измеренные при температуре 4,2 К для серии образцов типа α-DyxGd1–xNi [7]

 

В работе [8] Роман Борисович, исследованы аморфные сплавы типа RE–TM–Ge, в которых изменение концентрации Dy и типа переходного металла позволило варьировать обменную константу J и среднюю величину обменной анизотропии таким образом, чтобы величина D/J  могла меняться в широких пределах – от 0,5 до 20 (рис. 4).

 

 

Рис. 4. Диаграмма состояний сплавов типа Dy–TM–Ge: SG – спиновое стекло (сильная
обратимость); CSG – коррелированное спиновое стекло (слабая обратимость); Tf – температура «замерзания» спинов; Tco  и  – линии границы тепловых критических областей  [8]

При этом описание особенностей спинового стекла сделано с помощью их необычных релаксационных свойств и параметров критических экспонент. Конкуренция ферромагнитных корреляций и статические случайные флуктуации анизотропии приводят к существованию двух поверхностей перехода в трехмерном пространстве (D/J)–T–H – одна над температурой «замерзания» спин-стекольного состояния (Tf), а другая – ниже этой температуры, которая является функцией D и J (рис. 4). При температурах значительно < Tf  аморфный магнетик (или система случайной анизотропии) характеризуется наличием большого количества метастабильных состояний с почти одинаковой энергией. Эти метастабильные состояния связаны иерархией исходных структур, заданных их перекрытием в конфигурациях реального пространства. Как показано на рис. 5, доменные границы состоят из 2D или 1D путей распространения, проходящих через те области, в которых направления локальной анизотропии ближайших соседних атомов перпендикулярны друг другу, и, следовательно, при обменном взаимодействии не сильно ограничивают перемагничивание между последовательными доменами. Если магнитное поле приложено к такой метастабильной конфигурации, то перемагничивание происходит в макроскопическом масштабе за счет механизма зарождения/распространения (аналогично модели Изинга для доменных стенок).

  

 

Рис. 5. Пример четырех метастабильных состояний, рассчитанных для одного и того же набора случайных направлений анизотропии XY для случая D/J ® ¥. Черные области соответствуют областям, в которых каждая спиновая конфигурация, приведенная в правой нижней части, перевернута по направлению анизотропии. Пунктирная область – пример ситуации, когда локальные направления анизотропии почти перпендикулярны (случай фрустрации)

 

Динамические измерения вектора намагниченности в неупорядоченной системе (α-DyNi) показывают, что большое значение имеют вариации модулей намагниченности. Несмотря на множество внутренних степеней свободы, эти вариации могут описываться только двумя макроскопическими переменными:

– характеристика диссипации, слабо связанной с образцом и по смыслу описывающей «магнитное трение»;

– характеристика для жестких блоков спинов, прочно связанных с образцом, что приводит к вращению оси анизотропии.

Этим двум характеристикам соответствуют два времени релаксации.

В работе [9] экспериментально исследованы аморфные материалы группы RE–TM–B, где RE: Gd, Tb, Nd; TM: Fe, Ni, Co. Смена типа ионов переходного металла позволила провести исследование спиновой упорядоченности в зависимости от отношения D/I в диапазоне значений 0,1–11 (где I – обменный постоянный параметр). Для описания состояния аморфного спинового стекла редкоземельных ионов использован спин-гамильтониан (Harris, Plischke and Zuckermann – HPZ):

 

H = –IJiJjD(niJi)2,                                                                         (1)

 

где D и ni – величина и направление локального случайного поля анизотропии.

 

Если значения параметров  I и D положительны, то возникает конкуренция между ферромагнитным взаимодействием в слагаемом Гейзенберга и эффектом рассеивания спиновой ориентации благодаря случайной одноосной анизотропии. Результатом этой конкуренции в зависимости от абсолютных значений параметров I и D могут стать различные типы дальнего магнитного порядка и состояния, промежуточные между порядком и беспорядком (рис. 6). В частности, сперомагнитное и асперомагнитное состояния имеют ненулевое значение суммарной намагниченности.

 

 

Рис. 6. Типы магнитного порядка в магнитных металлических стеклах [10]

 

Локальный беспорядок и спиновые фрустрации

В обзоре [11] приведены представления о влиянии разупорядочения на магнетизм металлов. В частности, приводится пример, когда исходные антиферромагнитные соединения в кристаллическом состоянии становились аморфными, что объясняется спиновыми фрустрациями, приводящими к снижению энергии ферромагнитного состояния по сравнению с антиферромагнитным состоянием и увеличением атомных смещений, приводящих к появлению межатомных связей, характерных для ферромагнетика. Влияние локального беспорядка на обменное взаимодействие рассмотрено в работе [12]. В качестве признака перехода материала в аморфное состояние отмечается снижение температурной зависимости приведенной намагниченности от приведенной температуры Т/Tc (рис. 7).

В качестве параметра задачи выбрана величина D2 = <DJ12DJ23>/<J12>2 – параметр обменного взаимодействия в тройке атомов, который при его значении >1 характеризует отсутствие ферромагнетизма, т. е. средняя величина корреляции отклонений обменных взаимодействий между первым и вторым атомами (DJ12) и вторым и третьим атомами (DJ23) оказывается больше величины обмена между двумя атомами – первым и вторым. Рассмотрение усреднения указанного параметра по распределению Гаусса привело к тому, что температурная зависимость намагниченности спинового стекла должна описываться суперпозицией функций Бриллюэна (BS) с разнонаправленно скорректированными аргументами в первом порядке приближения:

 

                                          (2)

 

 

Рис. 7. Расчетные зависимости приведенной намагниченности от температуры, нормированной по температуре Кюри (Tc), в рамках модели [12] при двух значениях параметра D, характеризующего степень разупорядоченности сплава со спином ионов S = ½, без структурных флуктуаций (D = 0) и с флуктуациями (D = 0,5)

 

В дальнейшем было предложено множество других моделей, учитывающих корреляционные функции и вводящих в задачу элемент случайности величины обменного взаимодействия. Однако далее показано, что при D > 1 (т. е. в разупорядоченном аморфном сплаве) спрогнозированная зависимость хорошо описывает температурную зависимость намагниченности микропроводов PrDyFeСoB [13, 14].

Магнетизм в спиновом стекле в значительной мере зависит от образования химических межатомных связей. Для расчета химических связей в работе [15] тетраэдрический кластер, состоящий из атомов Fe, дополнен в центральной части атомом бора. Установлено, что образование металл-металлоидных связанных состояний уменьшает магнитный момент. Введение бора в кластер приводит к образованию зоны разрешенных энергий за счет гибридизации с орбиталью бора и к снижению общей энергии состояния по сравнению с соответствующими состояниями для кластера, не содержащего атом бора. При этом устойчивость аморфного состояния увеличивается. Таким образом, квантово-химические расчеты показывают важность установления химических связей для возникновения магнитных свойств спиновых стекол.

В металлах котороткодействующее обменное взаимодействие Гейзенберга и осциллирующее взаимодействие Рудермана–Киттеля–Касуи–Йосиды определяют возможность и наличие дальнего спинового порядка. Знакопеременное взаимодействие позволяет спиновым моментам взаимодействовать друг с другом как ферромагнитным, так и антиферромагнитным образом в зависимости от расстояния между атомами. Случайный характер взаимодействий разного знака в аморфном сплаве приводит к конкуренции между ферро- и антиферромагнитными порядками.

Уникальными особенностями обладают магнитные релаксационные явления в спиновых стеклах. Первые измерения времени релаксации намагниченности спиновых стекол показали логарифмическую временну́ю зависимость – как это имеет место в большинстве ферромагнетиков с широким разбросом времен релаксации. В дальнейшем было обнаружено, что все же в спиновом стекле закон релаксации остаточной намагниченности отличается от того, который типичен для ферромагнетиков.

При температурах меньше температуры «замерзания» спинов зависимость намагниченности от времени в спиновом стекле может быть описана экспоненциальной функцией

 

M(t) = M0exp(–t/τ) или M(t) = M0exp(‒t/τ)n,                        (3)

 

где 0 < n < 1, а τ – постоянная времени магнитной релаксации; t – время.

 

Если предположить, что спиновое стекло представляет собой фрактальную структуру из кластеров атомов, связанных обменным взаимодействием, то динамика релаксации магнитного момента будет описываться формулой [16]

 

                                       (4)

 

где Z – число ближайших соседних атомов; τ0 и τmax– начальное и максимальное время релаксации; β, δ – статические и  ν – динамический показатели степени.

 

Похожий с выражением (4) тип зависимостей обнаружен в макроскопических кристаллических магнитах PrDyFeCoB [17–21], хотя структура образцов не была идентифицирована в работе [16]. Можно предположить, что в этих образцах доля аморфной фазы оставалась достаточно высокой, однако из этого примера понятно, что определяющий вклад все же вносили кристаллические ферромагнитные микрокристаллы, которые также можно рассматривать как локальные обменно-связанные кластеры. Таким образом, идентификация спин-стекольного состояния по динамике релаксации намагниченности оказывается затруднена тем, что не только в спин-стекольном, но и в других состояниях сплава (например, в микрокристаллическом состоянии) формула (4) также удовлетворительно описывает динамику релаксации [16].

Поскольку динамика спиновой релаксации в спиновых стеклах отличается от ферромагнитной динамики, очевидно, что существенные отличия должны обнаруживаться и в экспериментах с переменным магнитным полем, используемым для измерения магнитной восприимчивости. Отличия спиновых стекол от прочих видов магнетизма проявляются также в температурных зависимостях магнитной восприимчивости наличием максимума при переходе в состояние спинового стекла. Температуру максимума при этом нельзя считать точкой фазового превращения, поскольку она сильно зависит от частоты измерительного магнитного поля. Главным доказательством спин-стекольного состояния является отсутствие магнитных брэгговских пиков нейтронной дифракции, которое верифицирует отсутствие дальнего порядка. Надежным признаком спин-стекольного состояния является зависимость намагниченности от предыстории магнитного состояния – намагниченность, измеряемая после охлаждения в нулевом магнитном поле, отличается от намагниченности, получаемой охлаждением в магнитном поле, как и для широко известного случая намагниченности наночастиц. Это также затрудняет интерпретацию, поскольку ансамбль ферромагнитных нановключений также обладает аналогичными свойствами. Еще один признак спинового стекла – медленная самопроизвольная релаксация остаточной намагниченности после выключения магнитного поля. В спиновом стекле суммарная намагниченность «замороженных» магнитных моментов в нулевом внешнем поле равна нулю, что сильно отличает ситуацию от ферромагнитного состояния, которое характеризуется спонтанной остаточной намагниченностью (рис. 8).

 

 

Рис. 8. Схематическое изображение различий спиновых состояний в аморфном металле между ферромагнетиком при температуре меньше температуры Кюри (а), спиновым стеклом (б)
и парамагнетиком (в) [11]. Темные кружки – магнитные ионы, светлые кружки – атомы немагнитного металлоида

 

В научно-технической литературе рассматривается также такой эффект, как уменьшение эффективного магнитного момента (или намагниченности насыщения – Ms) в спиновом стекле, по сравнению с полученным из него кристаллическим ферромагнетиком. Этот эффект связывают с наличием немагнитных атомов металлоидов, способных образовывать химическую ковалентную связь с атомами металлов, снижая таким образом часть эффективного момента. В работе  [2] этот эффект рассмотрен на примере аморфных сплавов переходных металлов с 5d-оболочкой. В рамках этих представлений эффективный момент (μT) структурной единицы описывается формулой

 

                                                           (5)

 

где n – количество валентных электронов переходного металла; NM и NT – число атомов металлоида и переходного металла соответственно; ZM – среднее число ближайших соседних атомов.

 

Уравнение (5) предполагает, что каждый атом Fe, находящийся в ближайшем окружении атомов B, образует с ним связь, следовательно, теряет 1/5 магнитного момента, так как пятая орбиталь связывается немагнитной ковалентной связью. Экспериментально эти представления хорошо подтверждаются на примере группы аморфных сплавов (рис. 9).

В рассматриваемых соединениях, для которых химический состав подбирался так, чтобы быть близким к фазе 2-14-1, только 1/17 часть (6–7 %) атомов металлоида (бора) могла участвовать в описанном ранее процессе, так что если такой эффект и присутствует в соединении PrDyFeCoB, то можно было бы объяснить лишь небольшое уменьшение магнитного момента на уровне нескольких процентов.

 

 

Рис. 9. Обобщенные данные о величине эффективного магнитного момента в разных аморфных сплавах как функции разности валентностей иона переходного металла и металлида (сплошными линиями показаны расчетные зависимости для разных валентностей магнитного металла)

 

Еще одним признаком аморфных состояний в редкоземельных интерметаллидах является очень высокая магнитная анизотропия. Например, в аморфных сплавах, близких по составу к соединению Tb50Co50 [22], наблюдалась гигантская магнитострикция (100 ppm) в значительно меньших насыщающих полях (3–4 кЭ), чем это найдено в кристаллических материалах того же состава (˃100 кЭ), т. е. именно аморфное состояние придает материалу специфически высокую магнитострикцию. Это объясняется тем, что магнитострикция в аморфных сплавах обусловлена в основном процессом поворота магнитных моментов тербия. В нулевом поле магнитные моменты тербия образуют магнитный порядок типа «веер» с углом раскрытия, контролируемым конкуренцией между магнитной анизотропией и обменным взаимодействием. Во внешнем поле зеемановская энергия приводит к нарушению баланса этих взаимодействий – в результате происходит переориентация осей анизотропии ионов Tb и соответствующей механической деформации.

 

Спин-переориентационные переходы в аморфных интерметаллидах

В работе [23] представлены экспериментально построенные фазовые диаграммы  HT для  (fd)-аморфных пленок (рис. 10). Сплошные линии указывают на границу различных спиновых фаз, ориентации спинов в которых показаны на поле рис. 10, а. На рис. 10, б поле направлено вдоль легкой оси, сплошные линии обозначают границы переходов второго и первого рода соответственно, а пунктирные линии соответствуют потере устойчивости коллинеарных фаз, т. е. коэрцитивному поведению материала.

 

Рис. 10. Фазовые диаграммы аморфной пленки RE–TM (заштрихованными областями
показаны асперомагнитные состояния) [23]

 

Показано, что флуктуации магнитной анизотропии в спин-стекольном состоянии кардинально меняют фазовые диаграммы HT и характер фазовых переходов по сравнению со случаем кристаллических материалов. Обнаружено две новые фазы (асперомагнитные), расположенные на диаграмме НТ между коллинеарной и наклонной конфигурациями спинов. Показано, что поверхностная анизотропия существенно влияет на критические линии и точки фазовых диаграмм, особенно в тонких и ультратонких пленках. Однако существенно, что поверхностная анизотропия может привести к существованию доменных стенок, индуцированных поверхностью.

Закономерности спин-переориентационного перехода впервые описаны в работе [24], в которой применена теория Шеррингтона–Кирпатрика [25] для описания намагниченности локальных участков изинговского спинового стекла, а также предсказано критическое поле, при котором будет наблюдаться слияние островков намагниченности (перколяционый предел) и возникновение ферромагнитного состояния из исходного спин-стекольного состояния. Впоследствии многие авторы использовали эту теорию для описания спин-переориентационных переходов в аморфных магнетиках [10, 26–30].
В результате развития этой теории выведена формула, которая определяет критическое магнитное поле Н магнитного фазового перехода между гейзенберговским спиновым стеклом и ферромагнетиком при температуре TSG:

 

                                                        (6)

 

где Aexp – коэффициент, зависящий от обменного взаимодействия.  

 

Например, при низких температурах эта граница выявлена в спиновом стекле типа FeMnTiO3 [31]. На рис. 11 сплошной линией показана аппроксимация по формуле (6). Температуру перехода ТSG(H) определяли по температуре максимума на температурной зависимости магнитной восприимчивости, записанной в разных полях Н.
В данном случае ТSG(H) – температура перехода в поле Н, ТSG(0) – температура перехода в нулевом поле. Значение α = 3/2 соответствует гейзенберговскому (трехмерному) спиновому стеклу.

 

Рис. 11. Температурная зависимость критического поля перехода Альмейды–Таулеса
в аморфном стекле типа FeMnTiO3 (сплошной линией показана аппроксимация по формуле (6) с показателем степени 3/2) [31]

 

В работе [31] результаты теории Альмейды–Таулеса обобщены при введении m-векторной спиновой модели спинового стекла. В этой модели симметрия поперечных спиновых компонент начинает разрушаться при температуре TGT, большей, чем температура ТSG(Н) для каждого значения поля. Когда температура в спиновом стекле снижена, значительная необратимость возникает в поперечных компонентах спинов при температуре TGT, однако при этом появляется незначительная необратимость в продольных компонентах спинов.

По величине показателя степени α в формуле (6) можно определить к какому типу относится спин-стекольное состояние сплава. В работе [32] рассмотрен спин-переориентационный переход между ферромагнитным состоянием и состоянием гейзенберговского и изинговского спинового стекла в материалах с высокой случайной анизотропией состава Dy16MxFe84–x (M: Cu, Al, Cu и Al). Обнаружено, что критические линии, подобные спин-стеклу Гейзенберга (SG), в температурной плоскости постоянного поля (H) для слабой случайной анизотропии с малым отношением локальной случайной анизотропии к обменной константе (D/J) меняются на изинговские критические линии за счет замены Fe в α-Dy16Fe84 на Cu и Al. Обнаружено, что при увеличении значения D/J поведение, подобное изинговскому спиновому стеклу, появляется даже если значение D/J изменяется от ~0,07 до ~0,1.

Кривые, изображенные на рис. 12, являются границами между ферромагнитным состоянием (в области высоких значений магнитных полей) и состоянием изинговского спинового стекла (в слабых полях). Видно, что с ростом температуры граница между этими состояниями смещается ко все меньшим и меньшим значениям магнитного поля.

В настоящее время переход Альмейды–Таулеса представляет значительный интерес с точки зрения уникального явления разрушения симметрии спинового порядка и интенсивно исследуется. Например, в работе [33] теоретически исследована задача о ближнем порядке в изинговских спиновых стеклах в магнитном поле. Представлены доказательства нарушения масштабирования по линии SG (состояния спинового стекла) при больших размерностях и его восстановление при пространственном измерении → 6. Представлены доказательства существования линии SG-неустойчивости при d ≥ 6. При d = 5 критические показатели значительно больше, чем значения среднего поля, но не найдены убедительные доказательства наличия линии SG. Авторы работы [33] развивают и дополняют теорию модели ближнего действия непосредственно на d-мерной гиперкубической решетке, а также того, что ряды представляют собой свойство равновесия бесконечной системы. Полученные теоретические результаты свидетельствуют о том, что граница линии SG является универсальным свойством многих явлений и может быть рассмотрена с точки зрения общего математического подхода с целью развития теории, описывающей широкий круг явлений, выходящих далеко за пределы проблемы спиновых стекол.

 

 

 

Рис. 12. Критические линии в плоскости HT, определяемые действительной и мнимой час-тями магнитной восприимчивости (Ti, Tf, Tc – температуры масимумов магнитной восприимчивости) в разных подмагничивающих постоянных полях Н, для соединений α-Dy16Cu12Fe72 (аи α-Dy6Cu62Fe22 (б)[32]

 

Заключения

Таким образом, в научно-технической литературе имеются обширные сведенья об аморфном состоянии макроскопических образцов сплава типа RE–TM–M (где М – металлоид B, C, P, Si, Ge) и толстых пленок. При этом данные о сплавах типа PrDyFeCoB отсутствуют. Имеются сообщения о весьма близких аморфных сплавах DyFeB в виде нанохлопьев. Аморфные микропровода RE–TM–B не упоминаются, либо крайне редко упоминаются в научно-технической литературе. Структурное состояние многокомпонентных сплавов достаточно сложно идентифицировать. В частности, с помощью рентгеновской дифракции не удается легко определить аморфную фазу – остаются сомнения в наличии нанокристаллической фракции различных структурных фаз. Наиболее надежными из доступных методов являются нейтронография и просвечивающая электронная микроскопия, позволяющие идентифицировать наноразмерные фазы и оценить долю аморфного материала в сплаве. При этом аморфное состояние также характеризуется ближним порядком. Состояние спинового стекла может быть достигнуто даже в кристаллическом сплаве. Идентификация такого состояния может быть достигнута путем обнаружения специфических особенностей на полевых и температурных зависимостях магнитного момента и магнитной восприимчивости образца:

– определение характера приближения к намагниченности насыщения;

– наличие пика на зависимости магнитной восприимчивости от температуры;

– близкое к нулю значение коэрцитивной силы;

– изменение величины локальной анизотропии при изменении доли редкоземельных ионов.

В научно-технической литературе многими авторами отмечается, что спин-стекольное состояние «мимикрирует» под обычный ферромагнетик, но реально превращается в него при увеличении магнитного поля. Поэтому наиболее достоверной (в рамках имеющихся экспериментальных методов исследований) кажется идентификация спин-стекольных состояний по наличию спин-переориентационных переходов в пространстве «магнитное поле–температура». Фазовые диаграммы таких переходов ранее не были получены для сплавов типа RE–TM–B.


ЛИТЕРАТУРА REFERENCE LIST
1. Moorjani K., Coey J.M.D. Magnetic Glasses. Amsterdam: Elsevier, 1984. 536 p.
2. O’Handley R.C. Physics of ferromagnetic amorphous alloys // Journal of Applied Physics. 1987. Vol. 62. P. 15. DOI: 10.1063/1.339065.
3. Андреенко А.С., Никитин С.А. Магнитные свойства аморфных сплавов редкоземельных металлов с переходными 3D-металлами // Успехи физических наук. 1997. Т. 167. С. 606–622.
4. Rao K.V. Spin-Glass-Ferromagnetic «Phase» Transitions in Amorphous Soft Magnetic Systems // Physica Scripta. 1982. Vol. 25. No. 6A. P. 742.
5. Imry Y., Ma Sh.-K. Random-Field Instability of the Ordered State of Continuous Symmetry // Physical Review Letter. 1975. Vol. 35. P. 1399.
6. Chudnovsky E.M., Saslow W.M., Serota R.A. Ordering in ferromagnets with random anisotropy // Physical Review B. 1986. Vol. 33. P. 251.
7. Filippi J., Amaral V.S., Barbara B. High-field magnetization curve of random-anisotropy amorphous magnets: Observation of a crossover and link to structural short-range order // Physical Review B. 1991. Vol. 44. P. 2842.
8. Barbara B., Dieny B., Filippi J. Rotational and transverse dynamics of some random anisotropy magnets // Journal of Applied Physics. 1990. No. 67. P. 5763. DOI: 10.1063/1.345958.
9. Sellmyer D.J., O’Shea M.J. Random anisotropy, exchange fluctuations and phase transitions in rare earth glasses // Journal of the Less-Common Metals. 1983. Vol. 94. P. 59–68.
10. Sellmyer D.J., Nafis S. Phase transition in the random anisotropy system: α-DyFeB // Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 1986. Vol. 54–57. P. 1173–1176.
11. Золотухин И.В., Калинин Ю.Е. Аморфные металлические сплавы // Успехи физических наук. 1990. Т. 160. С. 75–110.
12. Handrich K. A Simple Model for Amorphous and Liquid Ferromagnets // Physica Status Solidi B. 1969. Vol. 32. Art. k55. DOI: 10.1002/pssb.19690320166.
13. Коплак О.В., Куницына Е.И., Валеев Р.А., Королев Д.В., Пискорский В.П., Моргунов Р.Б. Ферромагнитные микропровода α-Fe/(PrDy)(FeCo)B для микроманипуляторов и полимерных композитов // Труды ВИАМ. 2019. № 11 (83). Ст. 07. URL: http://www.viam-works.ru (дата обращения: 08.05.2021). DOI: 10.18577/2307-6046-2019-0-11-60-67.
14. Моргунов Р.Б., Коплак О.В., Таланцев А.Д., Королев Д.В., Пискорский В.П., Валеев Р.А. Феноменология петель магнитного гистерезиса в многослойных микропроводах α-Fe/DyPrFeCoB // Труды ВИАМ. 2019. № 7 (79). Ст. 08. URL: http://www.viam-works.ru (дата обращения: 08.05.2021). DOI: 10.18577/2307-6046-2019-0-7-67-75.
15. Messmer R. Local electronic structure of amorphous metal alloys using cluster models. Evidence for specific metalloid-metal interactions // Physical Review B. 1981. Vol. 23. P. 1616.
16. Коренблит Е.Я., Шендер Е.Ф. Спиновые стекла // Известия вузов. Сер.: Физика. 1984. № 10. C. 23–45.
17. Rezchikova I.I., Moiseeva N.S., Korolev D.V., Morgunov R.B., Piskorskii V.P. Spontaneous magnetization loss dynamics of (Pr, Dy)–(Fe, Co)–B magnets // Technical Physics. The Russian Journal of Applied Physics. 2020. Vol. 65. No. 3. P. 377–381.
18. Пискорский В.П., Валеев Р.А., Королев Д.В., Моргунов Р.Б., Резчикова И.И. Влияние легирования тербием и гадолинием на термостабильность и магнитные свойства спеченных материалов Pr–Tb–Gd–Fe–Co–B // Труды ВИАМ. 2019. № 7 (79). Ст. 07. URL: http://www.viam-works.ru (дата обращения: 12.04.2021). DOI: 10.18577/2307-6046-2019-0-7-59-66.
19. Моргунов Р.Б., Пискорский В.П., Валеев Р.А., Королев Д.В. Температурная стабильность редкоземельных магнитов, поддерживаемая с помощью магнитокалорического эффекта // Авиационные материалы и технологии. 2019. № 1 (54). С. 88–94. DOI: 10.18577/2071-9140-2019-0-1-88-94.
20. Каблов Е.Н., Пискорский В.П., Валеев Р.А., Мельников С.А., Бузенков А.В. Сравнение эффективности воздействия добавок на основе интерметаллидов РЗМ на свойства спеченных магнитов из базового сплава Nd–Fe–Ti–Cu–B // Металлы. 2015. № 1. С. 73–75.
21. Каблов Е.Н. Материалы нового поколения и цифровые технологии их переработки // Вестник Российской академии наук. 2020. Т. 90. № 4. С. 331–334.
22. Никитин С.А., Золотухин И.В., Соловьев А.С. и др. Экспериментальное обнаружение гигантской магнитострикции в аморфных сплавах тербий–кобальт // Физика твердого тела. 1987. Т. 29. Вып. 5. С. 1526–1529.
23. Sayko G.V., Utochkin S.N., Zvezdin A.K. Spin-reorientation phase transitions in thin films of RE–TM amorphous alloys // Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 1992. No. 113. P. 194–200.
24. De Almeidai J.R.L., Thoules D.J. Stability of the Sherrington-Kirkpatrick solution of a spin glass model // Journal Physical A. 1987. Vol. 11. No. 5. P. 983–990.
25. Sherrington D., Kirpatrick S. Solvable Model of a Spin-Glass // Physical Review Letter. 1975. Vol. 35. P. 1792.
26. Dieny B., Barbara B. Critical Properties of a Random-Anisotropy System // Physical Review Letter. 1986. Vol. 57. P. 1169.
27. Saito Т., Matsumaru Y., Shinagawa K., Tsushima T. Critical behavior of transverse and longitudinal ac susceptibilities in a random anisotropy magnet α-Dy16Fe84 // Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 1994. Vol. 130. P. 347.
28. Chudnovsky E.M., Saslow W.M., Serota R.A. Ordering in ferromagnets with random anisotropy // Physical Review B. 1986. Vol. 33. P. 251–261. DOI: 10.1103/physrevb.33.251.
29. Saito T., Miyano H., Shinagawa K., Tsushima T. Effect of coherent anisotropy on the H-T phase diagram of random anisotropy magnets of amorphous DyGdFe // Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 1995. Vol. 140. P. 1757.
30. Dieny B., Barbara B., Fillion G. et al. Hysteresis loop and torque experiments on a random anisotropy system // Journal of Physique. 1987. Vol. 48. P. 1741.
31. Katori H.A., Ito A. Experimental Study of the de Almeida-Thouless Line by Using Typical Ising Spin-Glass FexMn1-xTiO3 with x = 0.41, 0.50, 0.55, and 0.57 // Journal Physical Society Japan. 1994. Vol. 63. P. 3122–3128.
32. Imai K., Masago E., Saito T. et al. Crossover from Heisenberg to Ising spin-glass-like magnetic properties in random anisotropy magnets amorphous Dy16MxFe84(1–x) (M = Cu, A1, Cu, and Al) // Journal of Magnetism and Magnetic Materials. 1998. Vol. 99. P. 177–181.
33. Singh R.R.P., Young A.P. De Almeida–Thouless instability in short-range Ising spin glasses // Physical Review E. 2017. Vol. 96. P. 012127.
1. Moorjani K., Coey J.M.D. Magnetic Glasses. Amsterdam: Elsevier, 1984. 536 p.
2. O’Handley R.C. Physics of ferromagnetic amorphous alloys. Journal of Applied Physics, 1987, vol. 62. DOI: 10.1063/1.339065.
3. Andreenko A.S., Nikitin S.A. Magnetic properties of amorphous alloys of rare earth metals with transition 3D metals. Uspekhi fizicheskikh nauk, 1997, vol. 167, pp. 606–622.
4. Rao K.V. Spin-Glass-Ferromagnetic «Phase» Transitions in Amorphous Soft Magnetic Systems. Physica Scripta, 1982, vol. 25, no. 6A, p. 742.
5. Imry Y., Ma Sh.-K. Random-Field Instability of the Ordered State of Continuous Symmetry. Physical Review Letter, 1975, vol. 35, p. 1399.
6. Chudnovsky E.M., Saslow W.M., Serota R.A. Ordering in ferromagnets with random anisotropy. Physical Review B, 1986, vol. 33, p. 251.
7. Filippi J., Amaral V.S., Barbara B. High-field magnetization curve of random-anisotropy amorphous magnets: Observation of a crossover and link to structural short-range order. Physical Review B, 1991, vol. 44, p. 2842.
8. Barbara B., Dieny B., Filippi J. Rotational and transverse dynamics of some random anisotropy magnets. Journal of Applied Physics, 1990, vol. 67. DOI: 10.1063/1.345958.
9. Sellmyer D.J., O’Shea M.J. Random anisotropy, exchange fluctuations and phase transitions in rare earth glasses. Journal of the Less-Common Metals, 1983, vol. 94, pp. 59–68.
10. Sellmyer D.J., Nafis S. Phase transition in the random anisotropy system: α-DyFeB. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 1986, vol. 54–57, pp. 1173–1176.
11. Zolotukhin I.V., Kalinin Yu.E. Amorphous metal alloys. Uspekhi fizicheskikh nauk, 1990, vol. 160, pp. 75–110.
12. Handrich K. A Simple Model for Amorphous and Liquid Ferromagnets. Physica Status Solidi B. 1969, vol. 32, art. k55. DOI: 10.1002/pssb.19690320166.
13. Koplak O.V., Kunitsyna E.I., Valeev R.A., Korolev D.V., Piskorskii V.P., Morgunov R.B. Ferromagnetic microwires α-Fe/(PrDy)(FeCo)B for micromanipulators and polymer composites. Trudy VIAM, 2019, no. 11 (83), paper no. 7. Available at: http://www.viam-works.ru (accessed: May 8, 2021). DOI: 10.18577/2307-6046-2019-0-11-60-67.
14. Morgunov R.B., Koplak O.V., Talantsev A.D., Korolev D.V., Piskorskij V.P., Valeev R.A. The phenomenology of the magnetic hysteresis loops in multilayer microwires α-Fe/DyPrFeCoB. Trudy VIAM, 2019, no. 7 (79), paper no. 08. Available at: http://www.viam-works.ru (accessed: May 8, 2021). DOI: 10.18577/2307-6046-2019-0-7-67-75.
15. Messmer R. Local electronic structure of amorphous metal alloys using cluster models. Evidence for specific metalloid-metal interactions. Physical Review B, 1981, vol. 23, pp. 1616.
16. Korenblit E.Ya., Shender E.F. Spin glasses. Izvestiya vuzov, ser.: Physics, 1984, no. 10, pp. 23–45.
17. Rezchikova I.I., Moiseeva N.S., Korolev D.V., Morgunov R.B., Piskorskii V.P. Spontaneous magnetization loss dynamics of (Pr, Dy)–(Fe, Co)–B magnets. Technical Physics. The Russian Journal of Applied Physics, 2020, vol. 65, no. 3, pp. 377–381.
18. Koplak O.V., Kunitsyna E.I., Valeev R.A., Korolev D.V., Piskorskii V.P., Morgunov R.B. Ferromagnetic microwires α-Fe/(PrDy)(FeCo)B for micromanipulators and polymer composites. Trudy VIAM, 2019, no. 11 (83), paper no. 7. Available at: http://www.viam-works.ru (accessed: April 12, 2021). DOI: 10.18577/2307-6046-2019-0-11-60-67.
19. Morgunov R.B., Piskorskiy V.P., Valeev R.A., Korolev D.V. The thermal stability of rare-earth magnets supported by means of the magnetocaloric effect. Aviacionnye materialy i tehnologii, 2019, no. 1 (54), pp. 88–94. DOI: 10.18577/2071-9140-2019-0-1-88-94.
20. Kablov E.N., Piskorsky V.P., Valeev R.A., Melnikov S.A., Buzenkov A.V. Comparison of the effect of additives based on REM intermetallics on the properties of sintered magnets from the base alloy Nd – Fe – Ti – Cu – B. Metaliy, 2015, no. 1, pp. 73–75.
21. Kablov E.N. New generation materials and digital technologies for their processing. Vestnik Rossiyskoy akademii nauk, 2020, vol. 90, no. 4, pp. 331–334.
22. Nikitin S.A., Zolotukhin I.V., Solovev A.S. et al. Observation of giant magnetostriction in amorphous terbiumcobalt alloys. Fizika Tverdogo Tela, 1987, vol. 29, is. 5, pp. 1526–1529.
23. Sayko G.V., Utochkin S.N., Zvezdin A.K. Spin-reorientation phase transitions in thin films of RE–TM amorphous alloys. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 1992, no. 113, pp. 194–200.
24. De Almeidai J.R.L., Thoules D.J. Stability of the Sherrington-Kirkpatrick solution of a spin glass model. Journal Physical A, 1987, vol. 11, no. 5, pp. 983–990.
25. Sherrington D., Kirpatrick S. Solvable Model of a Spin-Glass. Physical Review Letter, 1975, vol. 35, p. 1792.
26. Dieny B., Barbara B. Critical Properties of a Random-Anisotropy System. Physical Review Letter, 1986, vol. 57, p. 1169.
27. Saito Т., Matsumaru Y., Shinagawa K., Tsushima T. Critical behavior of transverse and longitudinal ac susceptibilities in a random anisotropy magnet α-Dy16Fe84. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 1994, vol. 130, p. 347.
28. Chudnovsky E.M., Saslow W.M., Serota R.A. Ordering in ferromagnets with random anisotropy. Physical Review B, 1986, vol. 33, pp. 251–261. DOI: 10.1103/physrevb.33.251.
29. Saito T., Miyano H., Shinagawa K., Tsushima T. Effect of coherent anisotropy on the H-T phase diagram of random anisotropy magnets of amorphous DyGdFe. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 1995, vol. 140, pp. 1757.
30. Dieny B., Barbara B., Fillion G. et al. Hysteresis loop and torque experiments on a random anisotropy system. Journal of Physique, 1987, vol. 48, pp. 1741.
31. Katori H.A., Ito A. Experimental Study of the de Almeida-Thouless Line by Using Typical Ising Spin-Glass FexMn1-xTiO3 with x = 0.41, 0.50, 0.55, and 0.57. Journal Physical Society Japan, 1994, vol. 63, pp. 3122–3128.
32. Imai K., Masago E., Saito T. et al. Crossover from Heisenberg to Ising spin-glass-like magnetic properties in random anisotropy magnets amorphous Dy16MxFe84(1–x) (M = Cu, A1, Cu, and Al). Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 1998, vol. 99, pp. 177–181.
33. Singh R.R.P., Young A.P. De Almeida–Thouless instability in short-range Ising spin glasses. Physical Review E, 2017, vol. 96, pp. 012127.
Вы можете оставить комментарий к статье. Для этого необходимо зарегистрироваться на сайте.